WWW.MASH.DOBROTA.BIZ
БЕСПЛАТНАЯ  ИНТЕРНЕТ  БИБЛИОТЕКА - онлайн публикации
 

Pages:   || 2 | 3 |

«XI НАЦИОНАЛНА КОНФЕРЕНЦИЯ ПО АТОМНА СПЕКТРОСКОПИЯ С МЕЖДУНАРОДНО УЧАСТИЕ XI NATIONAL CONFERENCE ON ATOMIC SPECTROSCOPE INTERNATIONAL PARTICIPATION ТРЗДОВЕ CONTRIBUTED PAPERS Септември ...»

-- [ Страница 1 ] --

/• - О /

/*(' Зт&С'С INIS-mf—12615

XI НАЦИОНАЛНА КОНФЕРЕНЦИЯ

ПО АТОМНА СПЕКТРОСКОПИЯ

С МЕЖДУНАРОДНО УЧАСТИЕ

XI NATIONAL CONFERENCE

ON ATOMIC SPECTROSCOPE

INTERNATIONAL PARTICIPATION

ТРЗДОВЕ

CONTRIBUTED

PAPERS

Септември 24-27,1986 Варна-Дрркба September24-27,1986 Varna^Drujba Bulgaria

XI {ЩИШАДНА КШФЬРЩЩ

ПО А2ШНА ШШЗРОСКСПШ

С МЩУНЛРОЩЮ УЧАСТИЕ

XI NATIONAL CONFERENCE ON

ATOMIC SPECTROSCQPY WITH

INTERNATIONAL PARTICIPATION

ТРЩЖЕ

CONTRIBUTED

PAPERS

Септември 24-27 Варна - Дружба September 24-27 Varna - Drujba

BULGARIA

Л Национална конференция по атомна спектроскопия с международно участие, 24-27 септември 1986 г.,Варна-Дружба се организира от Националната комисия по спектроскопия при Държавния комитет з а изследвания и технологии при Българска академия на наук



ите, Дружеството на физиците в България, Оьюза на научните работници в България и Цинния център по физика при t/ьлгарска академия на науките .

Председател: Й. Начева Зам. председател: А. Петракиев Научен секретар: Н. Христов Членове: К.Благоев, А.Ерашнарова, Г.Димптров, И.Димитров, Г.Каменова, С.Карталева, Н.Колев, L.Маринов, Л.Павлов, Д.Райкова, Г.Тодоров и И.Хавезов .

Научните съобщения са на отговоршстта на авторите. Тираж 800 броя. Вторият том ще съдърка текстовете,представени след конференцията .

II The XI National Conference on Atomic Spectroscopy with International Participation,September 24 - 27, 1966, Varna - Drujba is organized by the National Commission on Spectroscopy to the State Committee for Research and Technology and the Bulgarian Academy of Sciences,the Society of Physicists in Bulgaria, the Union of Scientists in Bulgaria and the Center of Physics of the Bulgarian Academy of Sciences .

ORGANIZING COMMUTES

Chairman Y. Pacheva Vice - chairman A. Petrakiev Scientific Secretary N. Christov Members: K.Blagoev, A.Brashnarova, G.Dimitrov, I.Dimitrov, I.Havezov, G.Kamenova, S.Kartaleva, N.Kolev, M.Marinov, L.Pavlov, D.Raikova and G.Todorov .

The responsibility for the text rests with the authors. Edition 800 ccpies. Volume two will contain texts,presented after the Conference .

Ill

СЪДЪРЖАНИЕ

CONTENTS

Пленарни доклади Plenary lectures

1. П.О.Богданович, Г.Л.Жукаускас, А.П.Мщка

–  –  –

VIII ID. В.Б.Смирнов, В.Ю.Черепанов. Экспериментальное определение констант расщепления, g -факторов и параметров столкновительшх процессов из анализа частот и амплитуд квантовых биений при импульсном электронном возбулдении. 179

–  –  –

XIV

26. М.Наплатарова., Г.Тодоров, Т.Каратотева. Микроелементи в човепката коса в зависимост от възрастта, пола и някои заболявания /Заглавие/. 314



27. Л. В. Симонова, А. М. Туз сва, Л. И. Павленко, И. М. Р одионова. Сорбционно-атомно-эмиссионное определение микроэлементов в различных объектах/реферат/. 315 /6/ Атомно-абсорбционна спектроскопия и спектрометрия Atomic absorption spectroscopy and apeotrometry

–  –  –

1. Г.И.Константинов, М.М.Пуговкин, В.Н.Солдатов, И.А.Сазанова. Аппаратно-программный комплекс для исследования спектров флуоресценции. 331

2. А.ГДутохин. Спектральшй высокочастотный источник света для атомно-абсорбционной спектроскопии. 335

3. А.Петракиев, Е.Коен, Л.Дунчев, Ц.Йотов, П.Вардев, Д.Фучеджиев, Г.Койнаков. Преносим анализатор на живак АЖ-0С-01. /Заглавие/. 338

–  –  –

XX

ПЛЕНАРНИ ДОКЛАДИ PLENARY LECTURES

УПРОЩЕННЫЕ МЕТОДЫ РАСЧЕТА РАДИАЦИОННЫХ ВРЕМЕН ЖИЗНИ

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ УРОВНЕЙ АТОМОВ И ИОНОВ

П.О.Богданович, Г.Л.Жукаускас, А.П.Момкаускайте, З.Б.Рудзикас СССР, 232600 Вильнюс, К.Пожвлое 54, Институт физики АН ЛитССР В атомной спектросксшш важной характеристикой являются радиационные времена жизни энергетических уровней возбужденных конфигураций атомов и ионов. Эти величины играют большую роль в физике плазмы, в астрофизике, лазерной физике и т.д .

Сложность и невысокая точность экспериментального их определения требуют проведения обширных теоретических расчетов .

Обычный способ расчета радиационных времен жизни уровней заключается в суммировании всех вероятностей переходов с данного уровня на все нижележащие. Расчет вероятностей переходов требует знания анергии уровней и их многотермных функций как для исследуемой конфигурации, так и для всех нижележащих. В случае сложных конфигураций, обладающих развитой структурой термов, число возможных переходов очень велико,и объем расчетов, необходимых для получения одного конкретного временя жизни, очень большой»

Вероятность перехода fttTLi], pftity'зависит как от квадрата Матричного элемента оператора перехода, так и от энергия излучаемого кванта.

В работе fl] было предложено считать, что энергия перехода мало зависит от квантовых чисел уровней, и ее можно заменить на разность средних энергий между конфигурациями йШ1К^1 В таком случае можно в аналитическом виде провести суммирование по уровням нижележащей конфигурации и, если воспользоваться неконкретязированной калибровкой электромагнитного воля [2], получается следующее выражение для времени жизни уровня конфигурации вида V * ^ * * & ', «) Здесь а± - коэффициенты обменного взаимодействия между оболочками « / Л и гцЬ*, *" - конфкгурацкя ibt*'**tn,tt*'~i 1 (для случая lo-^ti ), *"' - конфигурация floto^l^n,^'' а величина (k[KxRl)) содержит радиальные интегралы перехода в первой форце /^»4J nln3f$)) и во второй и записывается в следующем виде:





(2) В зависимости от выбора постоянной калибровки электромагнитного поля а. можно получить выражение с оператором перехода в форме "длины* (4,-0 ) или в форме "скорости" ( #=fCL) .

Этот же параметр может быть использован в качестве подгоночного. Как видно из (1), зависимость..г от терма проявляется через коэффициент i и не возникает, если между оболочками nofo я п*и переход невозможен. Расчеты времен жизни возбужденных конфигураций np^yi'ei Й%Ц и НО показали высокую эффективность и достаточную в этом случае точность выражения Ш. Для случая же, когда /рф &+1 легко может быть получено более строгое выражение для парциальной радиационной ширины уровня пцтЦ{ц*, если исходная конфигурация К имеет вид noto^°^ifi, а конечная

rtefb ^ "itt. В этом случае, получается выражение (в котором можно вернуться к неопределенной калибровке f ):

f fl) ' a

–  –  –

ЛИТЕРАТУРА

1. П.О.Богданович, Г.Л.Щукаусгас, А.П.Уомкаусиайте, В.ИДутлис. Лмт.физ.сб., 25 (1965), 4 3 .

2. Ю.М.Ианяускас, Г.В.меркелис, З.Б.Рудзикас. днт.физ.сб., | 9 (J979),475 .

3. Р.И.Караэия, Я.И.Визбарайте, З.Б.Рудзикас, А.П.Вцис. Таблицы для расчета матричных алементов операторов атомных величин. Выч. центр АН СССР, Москва (1972), р. Ш П .

ВРЕМЕНА 1ИЗШ В З У Д Н Ы УРОЗНЕЙ А О О VI. LQ I И L«I

ОБ Ж Е Н Х ТМВ

–  –  –

H. Berndt Institut flir Spektrochemie und angewandte Spektroskopie Bunsen-Kirchhoff-Strage 11, D-4600 Dortmund 1, Federal Republic of GermanyAtomic absorption spectrometry is a well established technique used in practically every analytical laboratory. In spite of the high standards already achieved, new developments are continuously being made in both, methodology and

instrumentation. The most modern spectrometers have microcomputers which offer one of two possibilities:

1. limited programming capability for only a few particular AAS problems

2. full programming capability and two-way communication for instrument control as well as data acquisition .

It may be expected that the majority of the more sophistcated instruments will fall into the latter category since this provides much more flexibility for nearly the same price .

Some of the advantages or microcomputer-AAS systems are:

1. graphic display of time-depedent signals providing more analytical information

2. automated rapid sequential multielement analysis

3. statistical evaluation of results .

While developments in electronics have been continuous, there have been two significant innovations in the area of background correction; first the application of the Zeeman effect, and second that of line reversal at high pulse cur-' rent. Use of the Zeeman technique can correct for a relatively high level of background, but there can be a loss of sensitivity, the magnitude of which depends on the element .

This disadvantage is avoided by the use of modulated magnetic field, in which case the AA-signal is measured in the absence and the background in the presence of the magnetic field .

In case of the line reversal technique, the background is measured, while a high current pulse is applied to the hollow cathode lamp. The line broadening and self reversal resulting from the current pulse significantly reduces the atomic absorption during this phase so that the background can be measured next to the line. The main advantage is, that for some elements, an effective and simple correction is made; however, the effectiveness is strongly elementdependent. * A weak point in atomic absorption as well as in other spectrometric techniques is sample introduction. In our

laboratory, we are investigating the following approaches:

1. Combustion of the sample outside the atomizer and transport of the smoke into the flame .

2. Desolvation and vapourization of liquid samples outside the atomizer and transport of the aerosol in an inert gas stream to the flame (ICP, etc) .

3. Vapourization of solid samples outside the atomizer by resistive or inductive heating .

In all cases a nebulizer is not required; thus all the sample enters the flame (ICP, etc) resulting in considerably improved sensitivity. Another advantage is that solid samples and some biological materials may be analysed directly without pretreatment. In the past, the products of combustion of organic (biolgical) samples were first absorbed into a liquid phase and then the solutions analysed by nebulization into the flame. Our new developments eliminate these intermediate steps .

Some examples from experimental work:

A. Desolvation and vapourization of liquid samples outside the atomizer and transport of the aerosol via an nert gas stream to the flame or into a heated T-tube .

Introduction:

Microsamples (5 to 40 vL) are vapourized on an electrically heated tungsten coil. The decisive advantage of tungsten is its high melting point (approx. 2400 °C), but disadvantageous is that, when working with tungsten at high temperatures, an atmosphere of noble gas is necessary (protection and carrier gas) .

Technique I: The mixing chamber of an AA-spectrometer was modified with a sucking device for gases. The substance vapourized from the tungsten coil reaches the mixing chamber and from there the flame (Fig. 1 ) .

Technique II: The substance vapourized from the tungsten coil is brought into the mixing chamber with a continuous argon flux (Fig. 2 ) .

Technique III; The substance vapourized from the tungsten coil is introduced into a collection tube which ie placed into the flame. ('Flame-furnace-technique1). This tube may have additional bores (Fig. 3 ) .

–  –  –

Fig. 4 shows a temperature profile as involved in the T-tube technique. Table 1 gives the relative sensitivities in comparison to that seen in normal flame-AAS .

Table 1 Relative Sensitivity im comparison to normal flameAAS (Relative eensitivity = 1)

–  –  –

** poor reproducibility;

Tech.I,11: sucking system, Tech.Ill : Т-tube (holes;

inpress-system. Tech.Ill*: Т-tube (without holes)

Discussion:

First, the sample solutions are dried and subsequently vapourized by electric heating. This also renders possible the sample pretreatment on the coil. Depending on the type of the sample (e.g. acid concentration) and the temperatures used, the life time of the coil lasts between 50 and 100 measurements .

When using techniques I or II, 'only* the low efficiency of the pneumatic nebulizer is overbridged. On average, one can expect therefore a sensitivity increase of about one order of magnitude compared to that of the conventional flame-AAS techniuqe. Because the substance reaches the flame via the mixing chamber, the method is a genuine flame method. Atomization and measurement is effected in the flame (at normal flame temperature). Due to pre-vapourization, there are only smallest particle* present, so that the background due to light scattering is lower. The whole time of residence in the flame serves practically exclusively the purpose of atomization. Chemical interferences are low .

Technique III is a flame-furnace technique. The substance vapourized from the coil is brought into a collection tube made of quartz glass which is placed into the flame. The

high increase in sensitivity is mainly due to two parameters:

1. Nebulizer-free technique;

2. Long residence time in the absorption volume .

For some elements (Cd, Pb), practically the same sensitivity levels are arrived at as with the graphite furnace-AAS. For elements with a higher appearance temperature, the gain in sensitivity is not so high. Here, the sensitivity lies between that of the usual flame-AAS and graphite furnaceAAS. For increasing the temperature inside the collection tube, the tube can be equipped with bores; by these, part of the flame gases enter the tube. A disadvantage in this tube technique is the higher spectral background compared to Techniques I or II (genuine flame techniques) .

Summarizing, one can state that the overall advantage of these techniques is a gain in sensitivity in flame-AAS, by one to three orders of magnitude involving only low expenses .

B. Sample combustion outside the atomizer and transport of the vapour into the flame or into a heated tube .

In place of a nebulizer, there is fitted a quartz tube to the mixing chamber. The air passes through the tube, through the mixing chamber and then reaches the flame. The substance to be analyzed is brought onto a carbon sample holder in the quartz tube. The holder is positioned into the focus of three infrared lamps. Supplying a current to the lamps, the organic substance is burnt and the vapour containing the volatile elements is pressed into the chamber/flame (Fig.5) .

In order to arrive at an improved sensitivity, the T-tube techniques can be applied in this case, too (Fig. 6 ). In this way, volatile elements (Pb, Cd, Tl, Zn, Cu...) are brought into the flame or Т-tube without any chemical sample preparation. The detection limits generally lie in the lower pg/g-range, in some cases even below 1 119/9* C. Use of personal computers to obtain time-resolved signal providing more analytical information .

The signal originates from the AA-spectrometer PE 400. We pick up the original signals practically directly after the photomultiplier. There is an input/output controller for the connection to a personal computer, dual drive for floppy disk, tractor printer and a two-channel plotter .

–  –  –

Fig. 7 shows some of the possibilities of such a system .

Determination of lead in urine. For these measurements we added to a natural urine 100 ug/L or 100 ppb lead. We have 600 measurement cycles, each 20 milliseconds, i.e. 12 seconds in all. The highest signal is the AA-signal. It is produced by the signals of lead and of non-atomic absorption. The first part of the AA-signal is caused by lea'd, the second mainly by unspecific background absorption. The second peak starting after 6 seconds caused only by background formation. With the increasing temperature of the furnace, additional background signals are received. After 9 seconds, the gas flow changes to a high flow rate, the signal, decreases markedly. Above all, it can be seen from the slide that the vapourization time of lead is very short .

The maximum of the lead signal appears before the maximum of the background signal. When measuring the signal height with time resolution, there is practically no interering background underlying the Pb-signal .

–  –  –

На пучок накладывалось сканируемое магнитное поле, иногда в комбинации с радиочастотным. Исследовалась зависимость сигнала $ о т магнитного поля .

Особенность постановки эксперимента в том, что область возбуждения мала, ее линейные размеры определяются диаметром лазерного пучка и составляют миллиметры. Возбужденное состояние долгоживуцее, время жизни имеет порядок 3 0 - 5 0 микросекунд, поэтому от места возбуждения вдоль пучка тянется светящийся хвост, размеры которого определяются уже сантиметрами .

Регистрировалось все излучение пучка .

Главный и неожиданный результат эксперимента - это смена знака сигнала Ханле и сигнала магнитного резонанса при увеличении мощности возбуждающего света, наблюденная на ряде линий .

Во второй серии экспериментов был оставлен только один приемник, и регистрировалось не отношение разностей интенсивностей к их сумме, а интенсивность вводной из линейных поляризаций. В такой постановке эксперимента в поле зрения попала зависимость интегральной интенсивности от параметров опыта .

Наблюдалась по-прежнему зависимость от магнитного поля .

Все наблюденные резонанси естественно разделить на резонансн широкие и узкие. Узкие - это аффект Ханле и магнитный рвгюнанс на верхнем излучающем уровне. Ширины широких резонансов соответствуют времени пролета молекул через область возбуждения. В течение этого времени молекуле взаимодействует с лааерннм излучением, т.е. обратное время пролета есть эффективная ширина линия поглощения. Её естественно связать с нижним уровнем .

Появление широких реэонансов легко объясняется оптической накачкой, в результате которой образуется провал в распределении молекул в определенном нижнем состоянии по скоростям;

пучок молекул не коллимирован, распределение молекул по поперечным составлявшим скорости достаточно широкое, чтобы излучение реагировало только с часты молекул. При наложении магнитного поля (или при изменении доплеровского сдвига частоты пробного поля в одном из экспериментов) в игру вступают "ненакачанные" молекулы и интенсивность флюоресценции повышается .

Об оптической накачке говорит и измеренная авторами зависимость интенсивности флюоресценции от интенсивности облучения:

на основном используемом переходе при мощности облучения 20 мВт/мм 2 интенсивность флюоресценции на 20% ниже ожидаемой при линейной экстраполяции .

Механизм обращения знака узких резонансов (сигнала Ханле и магнитного резонанса) не тривиален. Он связан со столкновениями, которые испытывают молекулы в камере, до их вылета в пучок. Ось последнего столкновения, в результате которого молекула вылетает через диафрагму, преимущественно направлена вдоль пучка. Иными словами пучок образован ансамблем атомов, испытавших направленные столкновения. А такие столкновения могут вызвать выстраивание (напр. /3/), и по законам симметрии ось выстраивания должна быть направлена вдоль пучка молекул .

Эта модель, т.е. самовыстраивание молекулярного пучка, объясняет все экспериментальные данные работ /I/ и /2/, касающиеся узких реэонансов .

Если пучок выстроен, то могут конкурировать два процесса:

наведение выстраивания возбужденного состояния лазерным полем и передача выстраивания нижнего состояния верхнему тем же лазерным полем .

–  –  –

Ханле, то оно, полностью или частично, разрушило бы выстраивание основного состояния. Но в эксперименте по магнитному резонансу поле было направлено вдоль пучка. А раз сохранялось выстраивание основного состояния, выстраивание верхнего с мощностью облучения меняло знак, и сигнал магнитного резонанса токе менял знак .

Согласно предлагаемой модели инверсия выстраивания верхнего состояния существует только при положительном выстраивании нижнего состояния при возбуждении линией I. При отрицательном - инверсии нет. На других переходах картина может быть обратной, но в любом случае инверсия может бить только при одном знаке : либо только при oj О, либо только при $* 0. Смена знака выстраивания нижнего состояния эквивалентна повороту на 90° линейной поляризации облучающего света. В статьях /1/ и /2/ имеется сведения об инверсии при обоих направлениях поляризации лазерного света но на разных линиях, и нет ни одной линии, на которой была бы обнаружена инверсия при обоих направлениях поляризации облучения .

Инверсия эффекта Ханле была наблюдена в обсуждаемых работах и в газовой ячейке. По-видимому в этом эксперименте облучение велось лазерным светом со спектральной шириной намного меньше доплеровской, и тогда возбуждался ансамбль молекул с выделенной проекцией скорости, и скрытое выстраилание, наведенное столкновениями, становится в таком ансамбле явным. Таким образом этот эксперимент также объясняется предлагаемой в настоящей работе моделью .

Литература:

1984, У30, К, p.270

2. Webet H.&., Miksck &. PKu j. Lett.,1984, У106А,»б-6,р.23 .

3. Дажевская Б.И., Никитин Е.Е., Уманский С Я. Тезисы докладов IX Всесоюзной конференции по физике электронных и атомных столкновений, 1964, т.1, с.77 .

4. Дьяконов М.И., Перель В.И. Опт. и спектр., 1966, т.20,с.472 .

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ПРОЦЕССЫ С УЧАСТИЕМ МНОГОЗАЕВДНЫХ ИОНОВ

В ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЕ

М.А. Мазинг Физический институт им. П.НЛебедева АН СССР, II7924 Москва, Ленинский пр., д.53 При облучении поверхности твердого тела мощным лазерным пучком вблизи поверхности образуется плотный и горячий плазменный сгусток. Излучение этого плазменного образования простирается на широкую область спектра, от рентгена до ИК-области. Рентгеновское излучение испускается наиболее горячил ядром плазмы и содержит, как обычно, непрерывный и линейчатый спектр .

Линейчатый спектр соответствует излучению многозарядпых ионов, ободранных до водороде- или гелиеподобных состояний ионизации .

Чем тяжелее материал мишени, тем более коротковолновое излучение удается наблюдать .

Как показали многочисленные исследования, линейчатый рентгеновский спектр содержит богатую информацию об излучающей высокотемпературной плазме .

В докладе предполагается уделить основное внимание элементарным процессам, которые приводят к формированию рентгеновского линейчатого спектра, а также возможности решения обратной задачи: получить информацию о ряде процессов с участием многозарядных ионов, изучая линейчатые спектры, испускаемые этими ионами .

Мы рассмотрим излучающее горячее ядро плазмы, не касаясь вопроса о механиме его образования. Воспользуемся только понятием критической плотности электронов N т»

глубже которой не кокет проникнуть лазерное излучение с длиной волны А • Зта величина дает вархшою грашшу плотности электронов в горячем ядре .



Несмотря на кратковременность существования плазмы - порячее ядро излучает в течение тех наио- или пикосекунд, пока нродолкается лазерный шпульс - во многих аспектах состояние плазмы оказывается квазистацпонарним, и для его описания мокно ввести понятие температури .

В докладе п основном будет использован экспериментальный материал, накопленшдй в лаборатории спектроскопии Физического института игл, П.Н.Лебедсва АН СССР, где в течение ряда последних лет проводилось спектроскопическое исследование линейчатых рентгеновских спектров многозарядных ионов, излучаемых лазерной плазмой .

Параметры лазерной плазмы следующие. Использовался лазер на неодимовом стекле с длиной волны излучения 1,06 мкм на основной частоте и 0,53 мкм на второй гармонике. (Критическая плотность электронов при этом равна I • ICT^CM"* И 4 • 10 см"*3 соответственно). Энергия лазерного импульса на основной частоте составляла до 60 Дж при длительности импульса от 2 до 5 нсек .

Диаметр пятна фокусировки не превышал 30 мкм. Исследовалась ллазма, образующаяся на плоской поверхности твердых мишеней, состоящих,как правило, из чистых элементов от магния до меди (заряд ядра 2 А равен соответственно от 12 до 29) .

При этом в спектре магния, алюминия, кремния наблюдаются линии и водороде- и гелиеподобных ионов. В плазме тяжелых элементов, начиная с серы ( 5.д;=.16), излучение лодородоподобшг ионов не наблюдается. Структура спектров, излучаемых гелиенодобиыми ионами, претерпевает заметные изменения с увеличении1 .

материала мишени, что будет описано более подробно .

Температура электронов в области, где излучают водородои гелиеподобные ионы, имеет величины от 5 до 15 • 10 К .

Прямые эксперименты, проведенные в нашей лаборатории окоj;o 10 лет назад (публикация 1977 года), показали, что временно;' ход излучения резонансных линий водородо- и гелиеподобиих ионов практически повторяет временной ход лазерного импульса .

Область спектра, где сосредоточено линейчатое излучение о о 8 и 9 А для ионов магния, 1,5 А для ионов меди .

Какие основные элементарные процессы формируют линейчатыГ:

спектр водородо- и гелиеподобннх ионов?

Основным является взаимодействие многозарядных ионов с электронами - зозбувдение, ионизация, фоторекомбинация и диэлектронная рекомбинация при столкновениях многозарядных ионов с электронами. Имеют значение только парные столкновения - несмотря на казалось бы очень высокую плотность электронов порядка 1СГ1см~^ вследствие высокого заряда ионов эффективные сечения взаимодействия оказываются не слишком высокими .

В докладе будет дан краткий обзор имеющихся в литературе данных по эффективным сечениям указанных выше процессов столкновений .

Данные, получаемые в прямых пучковых экспериментах, имеются в основном лишь по сечениям процессов с участием относительно малозарядных ионов с зарядами тЬ 10. Описание мехаиизма излучения многозарядных ионов, с зарядом ^ ^^ 20, базируется поэтому на данных теоретических расчетов. Такие расчеты проводятся несколькими группами в СССР, Франции, США, Великобритании и других странах .

Главное содержание доклада заключается в обсуздении и реализации возможностей экспериментального определения скоростен процессов па основе спектроскопических данных .

К таким процессам относится превде всего диэлектронная рекомбинация. В самые последние годы появились первые работы, где диэлектронная рекомбинация изучалась в пересекающихся пучках электронов и ионов. Сначала это были однозарядные ионы, затем заряд ионов увеличился до 2 + 3 .

На основе изучения спектров лазерной плазмы в 1980-81 г.з1 .

нам удалось получить данные по скоростям диэлектронной рекомбинации 3Sd гелиеподобных ионов кальция и титана ( 2;= 19 и 21). Позднее тем же спектроскопическим методом были получени данные по 2 6 ^ для гелиеподобного иона железа ( 9b = 2 5 ) на принстонском токомаке .

Лазерная плазма и плазма токамаков имеют примерно одну и ту же температуру электронов, но сильно различаются по плотности электронов /у. В плазме токамаков N -v Ю 1 4 см" 3 .

Более высокая плотность электронов в лазерной плазме позволила нам увидеть на примере спектров гелиеподобных ионов железа заметное снижение эффективности диэлектронной рекомбинации с точки зрения результирующей степени ионизации плазмы. Дело в том, ято процесс диэлектронной рекомбинации заканчивается, как правило, образованием возбужденного иона. При большой плотности электронов возникает возможность дополнительной ионизации этих ионов в результате столкновений с электронами .

В спектрах, соответствующих излучению высоковозбуаденных гелнеподобных ионов, можно видеть также заметное перераспределение населенностей возбувденных состояний, также связанное со столкновениями возбузвденных ионов с электронами. В ряде случаев удается оценить скорости таких столкновений .

Наконец, спектры гелиеподобных ионов, полученные с высоким спектральным разрешением, позволили проверить, в какой мере существующие теоретические мзтоды расчета ионных характеристик могут обеопечить самосогласованное описание всей структуры спектра, включая и сильные и слабые линии .

Большая часть обсуждаемых данных опубликована или направлена в печать. Полный перечень цитированной литературы будет приведен в тексте доклада .

ЛЛЗЕРШ^ЛУО.РЕСЦЕНТНЫЙ АНАЛИЗ ГАЗОВ С ИХ

ЭЛЕКТРОРАЗРЯДШ ПРЕДВОЗБУВДЕНИЕМ

А.А.Большаков, Н.Б.Головенков, С.В.Ошемков, А.А.Петров НИ® ЛГУ 198904, Ленинград, Петродворец, Ульяновская у л. 1 .

В последнее время значительное внимание уделяется разработке методов определения микроконцентраций примесей в чистых неорганических газах, что связано с их расширяющимся производством и применением, а также с решением экологических проблем .

Одним из наиболее эффективных методов детектирования низких концентраций атомов и молекул в газовом анализе может быть лазерно-флуоресцентный метод .

Однако, несмотря на очевидные достоинства - широкий диапазон измеряемых концентраций и низкие пределы определения - лазерно-флуоресцентный метод анализа газов пока применялся для определения весьма ограниченного 1г и некоторых радикакруга компонент ( А ^ 2, S 0 2, У С лов) f l ]. Это обусловлено тем, что резонансные линии и полосы многих неорганических газов лежат в области вакуумного ультрафиолета, недоступной современным перестраиваемым лазерам. Здесь обсуждаются возможности лаэерно-флуоресцентного метода определения газовых примесей в газах с их предварительным электроразрядным возбуждением, позволяющим расширить число исследуемых объектов и снизить их пределы определения. Метод основан на селективном добавочном заселении верхнего уровня аналитической линии из наиболее заселенного в разряде низколежащего состояния с помощью излучения лазера на красителе .

Если в отсутствие лазерного излучения заселенности этих уровней в разряде отличаются, как правило, на несколько порядков, то в режиме лазерного насыщения перехода заселенности сравниваются с точностью до отношения статвесов, что и приводит к соответствующему увеличению аналитического сигнала .

Такая возможность снижения пределов определения в анализе газов показана на примере разработки методики определения неона в гелии при лазерном возбуждении перехода 2 р 5 З р 3 Р 1 - 2 р 5 3 | 3 Р 2 неона в ВЧ разряде Г 2 1. Уровень Р 2 является метастабильным наиболее заселённым в разряде состоянием. Эксперименты проводились на лазерно-флуоресцентном спектрометре, при создании которого учитывались следующие обстоятельства. Особенностью применения насыщающего лазерного излучения для возбуж-' дения флуоресценции является возможность обеления состояний, связанных лазерным излучением за счёт перекачки на другие уровни Г з }. При этом интенсивность флуоресценции значительно уменьшается. В такой ситуации с целью увеличения отношения сигнала к шуму выгодно использовать импульсные лазеры .

При увеличении спектральной плотности мощности лазерного излучения максимум сигнала флуоресценции становится более резким и сдвигается в область меньших задержек относительно переднего фронта лазерного импульса ["4}. Поэтому необходимо применять стробирующую схему регистрации флуоресценции с возможностью перемещения строба для выбора оптимального момента регистрации. С учётом этого экспериментальная установка включала в себя импульсный лазер на красителе (с частотой повторения 25 Гц и длительностью импульса 10 HCJ, кварцевую разрядную трубку и схему регистрации, которая позволяла стробировать импульсы флуоресценции,в цифровом виде суммировать их амплитуды и автоматически вычитать фон, обусловленный паразитным излучением разряда. Длительность строб-импульса составляла 5 не .

Цифровая форма измерения позволяла при малой постоянной времени схемы регистрации производить накопление сигнала (с вычетом фона,) за 2000 импульсов флуоресценции. ^-в ^Q-Ч ±Q-2

Рис.1

Излучение стоксовой флуоресценции С А -616,4 нм) достигало уровня 0,9 от максимально возможного при спектральной плотности мощности лазерной накачки ( Я =588,2 нм, дЯ =0,05 нм) ~6О квт/см нм. В этих условиях оптимальная задержка центра строба составляла 8 не относительно переднего фронта лазерного импульса. Градуировочный график ( I на рис.1) построен при давлении 1,7 кПа. При больших концентрациях л 4 происходит уменьшение заселённости уровня Pg относительно заселённости основного состояния (за счет уменьшения температуры электронов), что приводит к искривлению градуировочного графика. Реабсорбция флуоресценции не наблюдалась. Предел определения лФ в Не получен путём экстраполяции графика ( и з за недостаточной чистоты имевшегося гелия) к утроенному уровню шумов, определявшихся флуктуациями фонового излучения р а з ряда, и составил 5 *Ю~ 6 % мольн .

Дальнейшего снижения пределов определения лазерно-флуоресцентного анализа газов можно добиться, если возбуждать флуоресценцию в послесвечении. После обрыва импульса разряда за время ~ 1 икс температура электронов резко уменьшается, процессы возбуждения атомов или молекул быстрыми электронами становятся маловероятными и, следовательно, фоновое излучение плазмы также резко уменьшается. 6 то же время концентрация низколежащих метастабильных состояний и пропорциональный ей сигнал флуоресценции в послесвечении изменяются медленно .

При этом отношение сигнала к шуму увеличивается, а предел определения лазерно-флуоресцентного анализа уменьшается .

Рис.2

миши Авторы провели эксперименты по лазерному возбуждению^ послесвечении разряда на примере определения Ус в Не. Дхя этого в установке f 2 } была создана схема импульсного питания разряда, синхронизованная с импульсами лазерного излучения. Нормированные зависимости флуктуации фонового излучения плазмы ( I ) и сигнала флуоресценции ( 2 ) от времени в фазе разряда и послесвечения при малых концентрациях /Vfe показаны на рис.2. Кроме того, показан уровень флуктуации фона, обусловленного неселективным рассеянием лазерного излучения на элементах установки ( 3 ). Градуировочный график, построенный при давлении 4 кПа, амплитуде силы тока 50л*А и длительности импульса разряда 10 икс в минимуме шумов плазмы О I икс после обрыва импульса тока) представлен кривой 2 на рис.1 .

Экстраполяция графика к утроенному уровню шумов (определяющим является шум рассеянного лазерного излучения) дает предел определения /Ve в Не '4 «10~ % мольн .

При увеличении задержки момента регистрации после обрыва импульса разряда величина фонового излучения плазмы в некоторых случаях монет возрастать, что связано с увеличением заселенное тей излучающих уровней за счёт рекомбинационных процессов. Однако, соответствующее заселение ниэколехаших метастабильных уровней оказывается значительно более эффективным в силу существенной разницы во временах жизни излучающих и метастабильных уровней. Кроме того, по этой же причине максимум фонового излучения плазмы наблюдается при меньших временах, чем достигается максимум заселённости метастабильных состояний. Такая ситуация имеет место, например, при определении малых концентраций И4 в Не и для перечисленных параметров импульсного разряда иллюстрируется на рис.2. На рис.3 представлены зависимости сигнала флуоресценции от времени послесвечения для разных концентраций неона в гелии (I - Слб «100 %; 2 - Cytfe -7 - К Г 3 % мольн.; 3 - С ^ - I - I 0 " 5 % мольн.). Видно, что с уменьшением концентрации неона максимум флуоресценции сдвигается в область больших задержек зондирующего лазерного импульса. Однако, поскольку при малых концентрациях неона интенсивность флуоресценции вблизи максимума слабо зависит от времени задержки, авторы [5] использовали постоянную задержку 160 мкс. Градуировочный график для определения /Ve в Не в указанных условиях представлен кривой 3 на рис.1. В этой случае шумы плазмы и рассеянного лазерного излучения примерно одинаковы. Экстраполяция к утроенному уровню шумов даёт предел определения 3*10 % мольн .

Параметры импульсного разряда, при которых получен этот предел, не является оптимальными. Прежде всего это относится к давлению анализируемого газа. Проведенные эксперименты показали, что при увеличении давления смеси до 12 кПа, амплитуде силы тока 0,7 А и длительности импульса разряда 0,1 мс и при задержке времени послесвечения 5 мкс наблюдается дополнительное увеличение отношения сигнала к шуму примерно на порядок. Однако, увеличение давления приводит к возрастанию вероятности столкновительных переходов с верхнего уровня аналитической линии на соседние уровни конфигурации 2р 5 Зр, что может вызвать уменьшение выхода флуоресценции (т.е. нарушение режима насыщения флуоресценции.). Тем не менее, увеличив спектральную плотность мощности лазерного излучения, можно восстановить режим насыщения и добиться максимального сигнала флуоресценции вне зависимости от скорости тушения .

Метод лазерного возбуждения флуоресценции в послесвечении разряда является весьма чувствительным к наличию других примесей в смеси гелия с неоном. Так, введение аргона в концентрации яа уровне 1*10 % мольн. уменьшает аналитический сигнал в области линейности градуировочного графика 3 (рис.1.) примерно в 2 раза по сравнению с чистой гелий-неоновой смесью. В то же время такое же уменьшение сигнала вызывается примесями А^2' °2« Н 2» С 0 2 у ж е н а У Р ° в н е и х концентраций I-IO"3 % мольн. Однако, лазерно-флуоресцентный анализ разумно применять для определения особо низких концентраций примесей в чистых газах. Обычно при таких задачах содержание всех примесей в анализируемом газе находится на низком уровне .

Как видно, из рис.1 при использовании ВЧ разряда или при малой задержке в послесвечении влияние самого неона на искривление градуировочного графика начинает сказываться при существенно бо'льших концентрациях неона, чем в случае больших задержек (160 мкс.). Аналогично, два первых варианта анализа являются более устойчивыми к наличию неанализируемых примесей .

Влияние фона на результаты анализа можно уменьшить путем увеличения частоты следования лазерных импульсов (за счёт увеличения эффективного времени накопления сигнала), Оптимальная частота следования определяется наименьшим из двух времен: времени диффузионного ухода атомов из зоны возбуждения и времени возвращения атомов на возбуждаемые лазером уровни из других состояний. Последний процесс может быть принудительно ускорен при помощи увеличения давления анализируемого газа и соответствующего увеличения вероятности столкновительных переходов между уровнями. Например, при давлении ~ 10 кПа вероятность возвращения атомов Ш на уровень Р2 из других состояний конфигурации 2p 5 3s при столкновениях с атомами гелия составляет ~10 с, т.е. частоту следования лазерных импульсов можно увеличить до I МГц, соответственно,эффективное время накопления возрастет в ~ 1 0 раз и можн^ рассчитывать на уменьшение предела определения в 100 раз .

Таким образом, сочетание электроразрядного предвозбуждения трудновозбудимых газов с лазерным возбуждением флуоресценции в послесвечении разряда обеспечивает рекордно низкие пределы их определения .

ЛИТЕРАТУРА

1. Большаков А.А., Ошемков С.Вг В кн. "Анализ неорганических газов", Ленинград, Наука, 1983, с. 28-37,

2. Большаков А.А., Ошемков С В., Петров А.А,- Журн. прикл .

спектроск., 1983, т.39, & 5, с. 757-762 .

3. Большов М.А., Зыбин А.В., Зыбина Л.А., Колошников В.Г.Препринт Ж А Н К 2/27, Москва, 1976, 65 с .

4. Большаков А.А., Крылов А. С, Ошемков С В., Петров А.А. Тезисы докладов XIX Всесоюзного съезда по спектроскопии, часть 5, Томск, 1983, с. II0-II2 .

5. Большаков А.А., Ошейков С В., Петров А.А. - Тезисы докладов I Всесоюзной конф. по анализу неорганических газов, Ленинград, 1983, с. 13-14 .

–  –  –

THE ANALYSIS OF SEAWATER FOR TRACE METALS

Shier Berman Division of Chemistry National Research Council Ottawa, Canada K1A 0R9 The analysis of seawater for trace metals has long beer, a challenge to the analytical chemist.. This is largely due to the intrinsically low concentrations of trace metals in seawater and also because of the up to four percent of dissolved solids which make up the seawater matrix .

Over the last decade there have been substantial improvements in the general ability to handle this problem. There have been significant advances in analytical instrumentation coupled with improved methodologies for the separation and concentration of trace metals from seawater. Also, and perhaps of equal importance, has been the realization of the significance of proper sampling techniques, the use of scrupulously cleaned laboratory vessels and the need to work in a clean environment .

This paper will discuss the progress in our laboratory involving the development of enhanced methodologies involving graphite furnace atomic absorption spectrometry, inductively coupled plaema emission and mass spectrometry, аз well as electroanalytical and chromatographic approaches to the problem .

These, allied with new concentration and separation procedures involving the use of Immobilized ligands as well as long term storage experiments and meticulous sampling conditions led to the eventual issuing of the first seawater reference material, NASS-1, and the subsequent coastal water and river water reference materials, CASS-1 and SLRS-1, respectively .

–  –  –

И.Я.Фуголь, А.Г.Белов Проведено спектроскопическое исследование энергетической структуры излучающих состояний лекгих инертных элементов неона и аргона, а также их смесей в газовой и твердей фазах. Обнаружена высокая эффективность образования высокоэнергетичных электронных возбуждений атоГ)р \П + 4)р мов инертных элементов в кристаллической'фазе. Показано, что возбуждения в кристаллах инертных элеПО (17-hi)p ментов представляют собой локализованные атомные центры,формирование которых происходит в многофононном процессе и сопровождается деформацией кристаллической решетки.Возникающяя деформация соответствует образованию микрополости вокруг возбужденного атома, в результате чего атомное возбуздоние э кристалле оказывается квазисвободным .

Детально рассмотрены механизмы заселения высокоэнергетичных (ft+1)p атомных возбуждений в различных агреПр гатных'состояниях.Показано,что основным каналом образования высокоэнергетичных атомных состояний в газовой и твердой фаг зах является диссоциативная рекомбинация.Обсуждается влияние процессов релаксации электронных возбуждений к высокоэнергетичным излучающим состояниям на заселение ниftp (h+ijp жайших излучающих уровней неона и аргона .

MODULATION OP SPECTRAL LINES BY ELECTRON FREE STREAMING

WAVES W.Becker, J.Behnke, H.Kagel, R.Leven Department of Physics, Ernst-Moritz-Arndt-University, GDR-2200 Greifewald, Domstr. 1Oa Oscillations of electron density (n ) in a plasma leads to oscillations of collisional excitation rates (P-ii) and by this to oscillations of excited state population densities CN,) of corresponding levels. This fact leads to modulations of spontaneous emission .

The whole process can be described by the balance equation

A-. W- + ^. A.P.T

for the excited state population density H^ of 1 - level .

If one is interested in the modulation of a special line (for example the transition from 1 to 1 - 1 level) and only considers collisional excitation from the lowest level C P ^ ) the balance equation for excited state population density reduces to

–  –  –

If one takes into account the relation between transition probability and lifetime ("CJ, the last equation yields a frequency depending modulation of line intensity in the following form В I=

–  –  –

Fig. 1, Frequency response of line modulation Figure 1 shows the upper relationship. For o-YC 1 the oszillating part of the line intensity is nearly frequencyindependent. For ОЛ'ТУЛ this part of line intensity disappears. In the region (jJ-t~"i the oscillating part changes rapidly with the frequency. At CO'T* 1 the intensity is decreased to the half of the initial value .

This frequency dependence of modulated part of the line intensity can be utilized for the determination of excited atom lifetimes /1, 2/ .

For this electron free streaming waves in a He-plasma were excited and the oscillating part of line intensity in dependence of the frequency was detected by optical methods .

For such measurements electron free streaming waves are especially suited, because the attenuation of this wave type is nearly frequency-independent /3/. For this reason the determination of lifetime through measurements of the frequency dependence of oscillating part of the line intensity is most simple (integral measurement). Prom the point of view of the theoretical description of electron free streaming waves a frequency independence of the amplitude response is expected. The measured decrease of amplitude with increasing frequency follows from the decrease of modulation factor of emitted light in consequence of lifetime of levels, detected by apparatus .

To interprete the measured frequency amplitude response the

following three aspects are take into consideration :

1. Spectral range of cathode of the used photomultiplier;

2. Intensity of corresponding line;

3. Lifetime of corresponding level .

The maximum of spectral characteristic of cathode of the used photomultiplier is placed at 450 run. The cathode takes up a spectral range of 380 - 600 nm. This means, the portion of corresponding lines of total signal is no more proportional to the relative line intensity. The first two effects are however independent of measuring frequency .

Only the lifetime of the corresponding level leads to the decrease of whole signal with increasing frequency .

The determination of lifetime of several levels is possible through the frequency-dependent decrease of signal of the corresponding spectral line (selective measurement) .

Figure 2 shows for example the measured decrease of signal На: X* 504,8 nm

–  –  –

1. Introduction A large manifold of spectroscopic data of free atoms, ions, and molecules, and in some cases of ions embedded in the matrix of a solid has been obtained 1n the past with combined optical-microwave methods. In many cases the optical light source was a laser. The measured quantities comprised fine structure and hyperfine structure splittings, nuclear moments, electron configuration mixing parameters, etc.. The microwave technique has provided results of highest precision, in particular since the width of microwave signals 1s free of Doppler broadening and mainly limited by the natural Hnewidth. However, a major problem can be the need of many different sets of expensive equipment like microwave sources, amplifiers, tunable resonant cavities and waveguides 1n order to cover large frequency ranges, e.g. from 1 to 150 GHz. Also physical obstacles may exist for the use of direct microwave irradiation. Thus, e.g. the Isotope shift of optical transitions In principle cannot be measured via microwave transitions. In specific cases, quantum-number selection rules prohibit magnetic dipole transitions. In order to overcome the mentioned difficulties as far as possible, we constructed a laser heterodyne spectrometer (1) .

2. General spectrometer setup and principles of operation Fig.l shows a schematic of the spectrometer, as seen from the top. The system consists of two continuous-wave free-jet ring dye lasers built In our laboratory. They art pumped by a commercial Ar* laser. In single-mode operation the ring lasers have a frequency haifwidth 1 MHz, a tuning range without mode hopping of more than 80 GHz, and an output power of about 500 mW, each. The light of laser 1 Is Irradiated onto the species under Investigation. In the cast Illustrated here, the sample is as well colHmated LI * Ion beam. The laser ray Is split into two parts of equal Intensity which enter the vacuum chamber and cross the Ion beam at right angles and in opposite directions to each other. Scanning the frequency of laser 1 over an optical transition thus produces a saturation dip at the center of the Doppler-broadened line profile. The line shape is measured by monitoring the resonance fluorescence light with a photomultiplier at right angles to ion beam and laser beams. Laser 2 is frequency-locked by polarization spectroscopy to an optical line of molecular iodine 129Т in a

REFERENCE

INTERFEROMETER

–  –  –

temperature stabilized quartz cell. In order to measure e.g. the frequency separation of two optical transitions of the probe under study, one chooses for laser 2 an Iodine line at approximately equal distances from both transitions. In the optical region iodine lines are available for almost every wavelength Insofar as groups of lines can be found on the frequency scale at distances of about 2 GHz. The frequency separation of the two lasers 1s measured by sending fractional beams to a fast avalanche photodiode .

The diode produces a beat frequency signal which after amplification is fed into a quartz-stabilized and calibrated high-frequency counter .

3. Computer control A microcomputer Initiates, steers, and controls all operations of the spectrometer by means of a closed-loop mode. In addition it performs the data acquisition procedure, displays the measured signals on-line on a graphic monitor, provides a preliminary error analysis, and stores the signals for further evaluation. This comprehensive computerized scope of functions 1s based on a rather large amount of different programs. These programs are combined in several operational blocks: documentation, learning mode, shutter test, measuring program, and signal evaluation program. A short main program realizes tht co-operation of these blocks with the help of overlay technique. It activates the needed programs (overlay segments), loads them into the work space and makes them run. The main program enables also data transfer between the overlay segments. The segments themselves can load and use so-called peripheral modules in order to perform certain input-output tasks like switching of a laser beam shutter, etc. .

During a signal acquisition run the computer fulfills two tasks simultaneously: it scans the frequency of laser 1 precisely in a closed-loop mode .

In addition, it registers-the fluorescence signal current from a photomultiplier, and the laser power by means of a sample-and-hold unit followed by an analog-digital converter, displays the measured values on-line on a graphic monitor, and stores them .

In order to perform closed-loop laser tuning the computer generates a beat frequency value which it intends to realize with the desired accuracy through the heterodyne spectrometer, and initiates a voltage output signal of a digital-analog converter by means of a controller. This voltage changes the offset of a scannable reference interferometer. Since the tunable dye laser is locked to this interferometer via Its analog steering unit, an interferometer offset change infers a frequency alteration of the dye laser, and thus a beat frequency variation at the mixing diode. The high-frequency counter transmits this actual value to the controller .

4. Doppler-free signal acquisition Fluorescence signal is collected from the LI ion beam at each fixed beat

frequency for three different laser beam configurations:

a. Both counter propagating beams act together and produce a saturation dip (Lamb dip) in the center of the line profile; b. and c. each laser beam acts alone, and no Lamb dip occurs. The two Doppier profiles without Lamb dip and the profile with Lamb dip are monitored and stored separately (F1g.2). Subtraction of the sum of the single-beam profiles from the line contour where both beams acted together eliminates the Doppier background completely and provides an undisturbed Lamb dip (Fig.3). The same procedure 1s repeated for the second optical line. The sum of the frequency separations of both Lamb dips from the Iodine stabilized laser frequency represents the total frequency difference of the optical transitions under Investigation .

Various kinds of errors and uncertainties limit the precision of an obtained optical line splitting frequency. But, some of these uncertainties are

–  –  –

several orders of magnitude smaller than the typical natural linewidth of an allowed optical transition of some MHz: The high-frequency counter provides the beat frequency with an uncertainty of ±1 kHz, for this requiring an Integration time of 150 msec. Its internal calibrated quartz clock has a drift of less than 10 per day. The light frequency of laser 2 is locked to molecular iodine in a temperature stabilized cell, within error bars of ±5 kHz. This means, the Iodine stabilization Is ±2«10" 11 for a time constant of 10 msec .

In order to avoid much larger systematic errors, Doppier-free Lamb dip spectroscopy on a beam of atoms. Ions, or molecules rather than a gaseous sample with a maxwellian velocity distribution, requires rigorous measures concernIng the laser and atomic beams geometry. The Lamb dip coincides with the Intrinsic transition frequency of the atoms only 1f the counterpropagating laser rays cross the atomic beam (its direction defining the z axis) at right angles, thereby spanning the xy plane or traveling perfectly ant1parallei. In the following the case is considered that the projections of the laser beams onto the yz plane enclose an angle 2x, the у axis being their bisector. With the assumption of a single velocity v for all ions contributing to the Lamb dip, and a laser light frequency v, the Lamb dip then experiences a first-order Doppler shift Av » v(v/c)sin a, (2) .

5. Laser beam position control A system has been developed (Fig.4) which stabilizes the laser beam positions through an electronic feedback circuit. The nominal position of each beam, defined by reference points PI and P2, is realized by mirrors Ml and M2. Each mirror is tiltable around two axes rectangular to each other, and moves the beam vertically and horizontally. Г1 is located on the beam section between N2 and beam splitter BS1, almost in the plane of M2. Mirror N1 steers the beam through PI and M2 through P2. Lens L images PI via BS1 on point PI 1 right on the surface of the quadrant photodiode Dl. Similarly, BS2 reflects a fractional beam to P2* on detector D2, the beam position at P2 1 being equivalent to that at P2. The signals produced by Dl and D2 are suitably processed by two electronic devices, and fed back to Ml and M2, respectively, thus eliminating the monitored deviations. Each mirror is tilted through two piezo sandwiches, the tilting angle amounting to

0.18 mrad per 100 V. The beam position control system heads off Input beam angle variations up to ± 0.3 mrad, arising at a distance of 1.5 m from Ml, thereby limiting changes of a to to • ±6*10 rad. The stabilization bandwidth 1s 5 kHz. The following two examples Illustrate to which extent angle errors affect the experimental absolute resonance frequency, and the splitting frequency of optical lines. Given an intrinsic atomic frequency в v 5*10 Hz, an atomic beam velocity v • 10 cm/s (assuming absence of a velocity spread), and an absolute angle a • 6*10 rad, the laser then produces a Lamb dip Doppler-shifted by uv • 100 kHz with respect to v. Consider now subsequent measurements of the Lamb dip positions of two adjacent optical lines, V--V, * 100 GHz apart from each other. A change of an absolute angle a i l mrad, a value achievable by normal adjustment measures, by to - 6*10 rad from the first to the second measurement affects the splitting frequency with an error 6V • uv- - Av« • v« j s1n(o+to) - v, ~s1na • (Vp-Vijjrsina + v- s- to i 33 kHz + 100 kHz .

The second example shows that for line splitting measurements a rather large a can be tolerated as long as Да « а holds .

–  –  –

6. Conclusions Several specific features characterize the laser heterodyne spectrometer as a powerful tool for measurements of optical line splitting frequencies

with a precision comparable to that of classical microwave techniques:

Stepwise laser frequency tuning in the visible regime is calibrated via measurement of the spectrometer beat frequency with a quartz-stabilized high-frequency counter. A microcomputer controls all spectrometer operations by means of a closed-loop mode. It precisely repeats the same beat frequency series as often as necessary, and acts as a multichannel analyzer, thus improving the signal-to-noise ratio of weak transitions. Position stabilization of the counterpropagating laser beams through an electronic feedback circuit limits angle-dependent atomic resonance frequency shifts representing a serious systematic error of crossed laser-beam atomic-beam configurations, to about 1.5*10 Hz .

This work was supported by the Deutsche Forschungsgemeinschaft .

References (1) S. Grafstrbm, U. Harbarth, J. Kowaiski, R. Neumann, S. Noehte, G. zu Putlitz, in: Laser Spectroscopy VII, Ed. by Т.Н. H'ansch and Y.R. Shen (Springer 1985), p.375 (Z) J.J. Snyder and J.L. Hall, in: Laser Spectroscopy, Ed. by S. Harosche, J.C. Pebay-Peyrouia, T.W. H'&isch, and S.E. Harris (Springer 1975),p.6

APPLICATION OF SPBCTRAL LINE WIDTH

TO DETERMINE OF CONDITION IN HF DISCHARGES

V. Kapi&m University JEP, Department of Physical Eleotronics, Brno 611 37, Sotlareka 2, SSSR The phyaioal conditions in plasma are determined by means of diagnostic methods / l /. The methods of plasma diagnostics used, however, do affect the plasma itself. This disadvantage, usually, does not include the speotral and optioal methods, which make it possible to define the presence of the given element in the discharge plasma, the concentration of elements in the electrode material, the temperatures in plasma (excitation temperature, temperatures of electrons, molecules and neutral particles), the density of charged particles, the concentration of atoms upon the upper and lower energetic levels and that of inetastabiles as well, either as the mean value*, or the radial oourses of the magnitudes»

To obtain the above physioal data it is necessary to Identify the ooourenoe of the lines, determine their intensity, either relative, or absolute, measure the position of the lines and profiles, define the course of the continuous radiation in dependence on the wave length .

In the low temperature plasma the temperature of neutral particles is (5.10 - 2.10 )K and the density of charged particles {XO - 10 )ш~. These temperature and densities, if compared with those of hot plasma, which are being paid increased attention to by the main world's physical laboratories during the last three decades, are relatively low. In the hot plasma both the temperatures and densities are of the order higher^ The determination of density of charged particles and temperature of neutral partioles from the speotral line broadening beoomes more diffioult for the ease of low temperature plasma, beoause the density of oh*reed particles is usually smaller (in HP discharges - than 10 m"-* and the temperature less than 10 K j. For that reason, the widths of lines are relatively email and it is necessary to use for measurement an apparatus with high resolution power /2/. To determine the influence of different physioal phenoaen on the line profile more in particular, it is neoeasary to take into aooount the influence of all the phenomena milking the speotral line broaden. The line width and profile in the ease of high frequenoy discharges are usually affeoted by the instrument funotlon itself, the real line broadening and the Soppier and Stark ones. The last two line broadenings mentioned may be applied to the establishment of temperature of neutral particles and density of oharged partiolea, even in plasma whioh is not thermodynamioal equilibrium .

ifith reapeet to the fact that line is affeoted by the aforementioned phenomena, it is necessary to perform the oaloulations which might separate and determine the influence of the different effect on the speotral line broadenings. Regarding the calculations it appears most effeotive the situation when the line is broadened by the influenoe of the instrument itself, or by one of the other effeots to the utmost .

For example, if the line profile originates due to the influenoe of the instrument function a(x) on the real line profile e(y), then it may be expressed by convolution / 3 /

f(x) =1 a(x - y). g(y) dy

Hence, the calculation of the unknown profile may be obtained, too. In the оазе of low temperature plasma if making correotion on the influence of the instrument and using an other by calculation obtained profile or its width, either the temperature of neutral partioles, or the density of oharged partioles. tn the disoharge may by determined aooording to whioh phenomenon affeot the line profile .

The situation becomes more complicated xtfhen the line profile is influenced by more than two independent phenomena»

For the low temperature plasma studied it is employed the computer to find the corresponding values of the single broadening. The line profile is of the Voight typo and the of tho Doppler and Star'л ajjain .

Л ч-Docial attention should be paid to the correction on tho instrument profile if using the Faory-Pcrot interferometer, and for tlif? linos with self-absorption /\/• For the hydrogen linos, especially the H line, there is very frequently used the dependence of the half-width of (influenced by the Oopp.lor and Staz'lt effects) on the line w the density of charged particles l o j w r f(los n ). The determination of the above deponionce is ntade grapi*ioally, or using a computer. The application of those calculations aals.es it possible to evaluate the teurieraturo of neutral particles from the hydrogen lines and tho density of charged particles from those of hydx^ogon and arson. Ta'o.I .

–  –  –

The application of these methodes and difital processing of caloulations offers, moreover, the opportunity to control the temperatures and densities of charged particles in the disoharge, continually .

–  –  –

1. EngpljA.: Electric plasmas their nature & uses, Taylor 80 Francis Ltd, London and New York,1983, 14 .

2, Fris,S.E.: Shornfk: Spektroslcopija gazorazrjadnoj plazmy, Nauka, Leningrad,1970 .

3. ВгаЫес,Л., Kapi6Ica V.: Folia UJEP, XIV, (19S5), 27k. Behnlce, J.F., Scheiber П., Timtaermans C.J. : Physioa 124C (1984), 85 .

РДЦИАШОННШ ВРЖЕНА ЖИЗНИ ВОЗЕЩЕННЕК СОСТОЯНИИ ЙОНОВ

ТЯИЕШЖ ИНЕРШЕК ГАЗОВ

К.Благоев Институт физики твердого тела, БАН, бул.Ленин 72,1784 София Болгария Развитие физики плазми,астрофизики и других направлении связанных с оптическими спектрами атомов и ионов требует знания таких характеристик возбужденных состояниях и переходов между ккмл как энергия и времена жизни уровней/Т/,вероятности переходов и силы осцилляторов.Кроме прикладного значения измерение радиационных констант имеет и самостоятельное значение для познания самой структурой атомов. Развитие теоретических методов расчета радиационных констант сталкивается с большими трудностями когда исследуемые системы становятся сложными с одной стороны, с другой стороны теоретические методы не имеют внутренный критерий точности.Таким оброзом экспериментальное определение времен жизни возбужденных состояний и вероятностей переходов между ними преобретает важное для развития теории значение.В настоящем докладе проанилизировано современное состояние исследовании связанных с радиационными константами состоянии первых ионов тежелых инертных газов .

Они привлекают внимание так как являются яктивной средой разнообразных газоразрядных источников света в т.ч. известных аргоновых и криптоновых лазеров«Блок-схема нижних уровней расматриваемых спектров, приведена на рис.!. Обозначения*лв,мб' *Ь соответствуют трем различным состояниям внутренней оболочки ионов/ *Р i 'D, *5 /.Переходы из нижних j./ конфигурации к основным состояниямfl'i.J/глежат в ВУФ области спектра.Из более высоколежащих i d состоянии есть переходы в удобной для 4?

измерении видимой части спектра.Несмотря на то,что обозначения даны в приближение Li связи,этот тип связи выполняется только для самых нижных конфигурации.Для високолежащих конфигурации этот тип связи не выполняется доже приближенно.Саиые нижние^ состояния в спектрах ионов получаются при возбуждении двух электронов. Времена жизни этих уровней были измерени методой пучек-фольга,а так же имеются теоретические расчеты.Обращает на себя внимание тот факт,что дляV*- $ *4 состоянии четирех элементов данные о t сильно отличаются между собой.Для нижных *, состоянии данные полученные главный образом методам пучек-ф°~ льга хорошо согласуются с результатами теории,выполненными полуамперическим методом^.Уровни этих конфигурации связанные с основными состояниями имеют малые/ 0.5 нсек./ времена жизни .

Остальные имеют времена жизни порядка 1 мксек.Именно короткоживущие уровни s конфигурации являются нижними лазерными уровнями-Преобладающее число экспериментальных и теоретических работ посвящено t нижных р конфигурации.Потому что в рассматриваемых спеирах самые интенсивные переходы наблюдаются с нижних р электронных конфигурации к ь.4 состояши.С другой стороны,как уже упоминаяось^ш fi~5 переходах работая» нзвестые непрерывнодействующие дуговые лазеры на возбужденных состояниях Аг, 1С**fнаходившие в настоящее время широкое применение в науку и практику.Здесь, а так же и для других состоянии были применены все известные методы измерения времен жизни за исключением методам пересечения уровней в нулевом магнитном поле/т.н. метод Ханле/.Первая работа выполнена этим методом для А& была сделана недавно в Институте физ.твердого тела.Анализ данных о р уровней показал что, несмотря на ) их многочисленость они значительно расходятся ыеяду собой.Это стимулировало дальнешее экспериментальное исследование этих уровней с повышенной точности.Недавно в Физ.Фак. ЛГУ им."АЛ .

Жданова" МЗС были измерены радиационные времена жизни некоторых р уровней Nit с однопроцентной точностью.Результаты показали что теоретические данные превишают систематически экспериментальных в средном на Ю^.Это требует дальнешего теорегического исследования.Данные для некоторых р уровней,кото^ рне на наш взгляд являются най-болле надеждными приведены в табл.1.Тут преимущественно использовани результаты припорогор вых измерении MX Беннета и сот.,фотон-фотонных совпадении и ЫЗС с комбинированном электронным и лазерным Кинга и сот .

возбуждении Кампоса и сот..Видно что данные для разных уровней одного порядка и не наблюдается определенной зависииости от атомного номера.Для высоколежащих р состоянии в литературе можно найти данных только для несколько уровней Ю\Нами были сделаны оценочные измерения для 4р*Я и 5р *Р уровней I и было показано что времена жизни увиличиваются с нарастанием главного квантового числа .

Наши исследования в основном сосредоточились на высоколежащих уровней ** конфигурациях.Это связано с двумя причинами .

Во первых для этих уровней отсуствуют систематические исследования х,а для тех для которых есть данные,результаты разных экспериментов расходятся между собой.Во вторых, с некоторых из ь, d уровней наблюдаются весьма интенсивные переходы, на которых получена лазерная генерация в смесях гелия и тежелого инертного газа.Наши измерения проводились J.J3C С преобразованием временного спада интенсивности спектральних линии в амплитудном распределении и накопление в Г.1АИ.Кривые расспада были одно,дву и в ограниченном числе случаев три-експоненциальными.Возбуждение исследуемых состоянии проводилось короткими 10-20 нсек. электронными импульсами.Источником возбуждения была электронная пушка типа Ханле,которая помещалась в газонаполненой ячейкеДавление газа менялось от 3-300 мТорр.Радиационше времена жизни получались после экстраполяции аффективных констант к нулевому давлению.Ошибки измерении как правило не превышали Ш& для доверительного интервала 0.95.Были проведены измерения для 4s, sd состояния/^**, Ad состояния A t, при этом были измерены члены спектральной с е р и и w * ^ д о * =6, 5 А. 6» уровней К n6d ?s уровней X/.Некоторые результаты исследовании приведени в таб.большинство из данных получены впервые «Там гдз была возможность проведено сравнение с более современными экспериментальными данными полученные методом пучек-фольга » и ПЗС.В целом наши данные расходятся с результатами других авторов,при этом не наблюдается каких-либо систематических отллчки.С более старыми теоретическими расчетиги,В1Шолнсиие з приближении L& связи и кулоновском потенциале и как правило сопровождающие экспериментальные результаты, наши данные такие расходятся.Недавно был сделан хартри-фоковскии расчет *, d уровней At* и Ке*при этом учитывалось наложение разных электронных конфигурации.За некоторыми исключениями результаты этой работы очень хорошо совпадают с нашими данными в т. ч. и для« 4 Гг,' А серки At.Данными для которых наблюдаются расхождения нуждаются в дальнейших экспориментальных и теоретических исследовании.Радиационные времена жизни слабо меняются при изменении атошого номера.Обраирет на себя внимание тот факт,что времена жизни высоко-лежащих s,d состоянии по величине близки или ыенше чем те для р состоянии .

Уто указывает на то что измерение р состоянии неселективнными методоми требует большого внимания так как некоторых из $• f,d-p переходов весьма интенсивные и соотношение времен жизни i. Л и р состоянии делают учет каскадных переходов H3i.d уровней проблематичный.Надо так яге млеть ввиду отношение верхнихSJH нижних р уровней/для случаяК|?всегда ^ 1 / при расчетах характеристик газовых лазеров на этих переходов .

Измерение времен жизни* ^и серии At позволило проследить зависимость^*» ^г^«*/фиг.2/,Времена жизни увиличившотся с возрастанием величины эффективного главного квантогого числа, однако отсуствует определенной зависимости/тут д л я # ^ б ы л о использовано приближенное значение для *0/Ауровня/, В заключении надо отметить что несмотря на большое количество экспериыентальшх и теоретических работ,исследования радиационных констант возбужденных состоянии тежелых инертных газов нельзя считать законченными.По нашему мнению необходимо применить экспериментальные методы с повышенной точностью и хорошим спектральным разрешением т. к. во многих случаев измерения затрудняются наложением спектральных линии.Необходимо ак же провести детальных расчетов и дляМ»*Х#* а так же для

–  –  –

сигналов деполяризации оптически возбувденных состоянии npew де всего с точки зрения их информативности .

1.0 методах разделении констант релаксации населенности и выстраивания В ддоольном приближении распад атомной системы харавте разуется тремя эффективными константами ' К(0),Н(Х) и и(2) описывающие разрушение соответственно населенности, ориентации,внстраивания.Из кривых Ханле типа 1 непосредственно опр определяется консванта к[2).Ъесотр? гОи»н*г? д г 7 предлояжлж для определения константы Я(0) использовать величину анкзатролии спонтанного излучения с возбувденнотю уровня / на некоторый, уровень I .

–  –  –

Здесь л 1(Ю -добавка в спонтанном излучении в двух ортогональ них. магнитному полю И поляризациях Я, я Я,.В случае оптическо-1 го возбуждения с вектором поляризация "Я,ортогональным Н, анизотропия ^и связана с отношением J(2) ^к(О) соотношением1

–  –  –

Если облучающий и/ или наблкща свет ншоляриэоущ щ р ваннн, вместо величини ffможно использовать отношений:

где 1 X И вектор, задающий направление распространения света .

Легко видеть, что G менее чувствительна к изменениюf(2J//"e) W чем ft/,;.С другой стороны и сана для некоторых значении и меняется в небольших пределах, что уменьшает чувствительность и точность разделения к о н с т а н т н и ^//у.Нами было предложено 3j для разделения констант релаксации использовать величину где л 1 „, л 1«'-добавки в спонтанном излучении двух линии с уроня /на уровнями/,для которых ?gt-fytlj,1 7интенсивности этих-же линии, в отсуствии дополнительного облучения.Сравнение вычисленных значении ^?, Q,e, „ д л я различных переходов и геометрии експеримента показывает, что в ряде случаев чувствитель ность 4L(K кзиенеятз/М/Шв заданной области больше,чем Q^g,a иногда больше ^.Эксперименты проведенные с использованием лазерного облуггения полностью потвердили теоритические расчеты и показали,что точность достигаемая из измерении /при наблюдении в неполяризованном свете не меньше,чей из и з м е р е н и и ^ по методу С23' .

2..Определение отношения населенности лазерных уровней Измеряя сигналы выстраивания можно определить отновение населенностей лазерных уровней.Все добавки лКл)в спонтанном излучении, с уровней,возбуадаемых светом лазера^а также и величина сигнала Ханле Т ^ ( T f e » д1^^)- д ны разности населенности tff - Ms :

Поетому измерение анизотропии'й и й, у дает еще информацию о зависимости населенности, от физических условии /ток„давление, соотношение давления /Ееяи при измененаи.

какого-нибудь условия разность населенности инвертируются,величина Т « а также и дру гие величины будет менять знак.Шенно это обстоятельство можно использовать для определения отношения 4^/Л$.Вотсуствии лазерного поля отношение интенсивностей Q спонтанных линий с верхнего I » и нижнего 1 $ г уровней записывается:

–  –  –

Иа вкдно, что разделить ^щид^нижнего уровня непосредственно измеряя в(Г уже нельзя.Однако если провести, экстраполяцию ашеотропии к условиям радиационного расспада уровней можно определить Г.$,затем,зная ft(») из измерении верхнего уровня вычислить hlD/frit) .

В случае одновременной генерации на двух переходах /•** и J -»^, связанных спонтанный излучением Г„(рис?/вах показано в [si наблкщается усиление спонтанного переноса определяемое отношением интенсивностей лазерных полей. Существенный при этом овазывается перенос населенности являющийся основной при^л чиной значительного изменения степени анизотропии.В рассмотренном примере в С5\ одновременной генерации на переходах 'V?/V Ц =1,1523(мк и 2S^-2pr 4=1» 16 из-за переноса населенности по каналу 2*г -2р 5 анизотропия для двух линии с уровня Zps будет; еШ(~ э(яенГ*, е„ф = (-ЪМ4»-Г' Значения О могут быть найдены из измерении анизотропии. Однако определить /,fr//L/jJnpu одновременном существовании двух генерации нельзя даже путем экстраполяции к условиям радиационного распада .

Рис.2 Рис.3 Поведение Е (&) следует использовать для качественной оценки существования неучтенной генерации,которая может сильно иссказить результаты по определению шц) .

Аномальным оказывается поведение анизотропии с промеждуточного уровня {'каскадного лазера Г6/(рис.3 ) .

На основе полученных общих выражении была расчитана степень анизотропии Z4I каскадного лазера и рассмотрены возможности извлечения информации из сигналов деполяризации в этом случае.Оказалось,что если наряду с величиной Е^« измерять еще и величину L^ W J WJ / и провести одновременную экстраполяцию К^ и к условиям радиационного распада возможно разделить константы релаксации I /2) и ^Промеждуточного уровня,а также найти Г» .

В заключении хочется подчеркнуть,что указанными * примерами не исчерпываются все возможности измерения парапет-• ров атомных систем из сигналов деполяризации спонтанного излучения .

ЛИТЕРАТУРА:

1. Hanle W..Zeit. f. rhysik 1924.30, s.93

2. B.Decomps, M.Dumont IEEE.OE-4,p.916

3. Alipieva.Grigorieva V.,Ksravasilev ri.,Todorov G., TOE 1985.Bucharest.p.304

4.B. Григорьева,Пл. Караваеипев, Г. Тодоров.Българско физическо списание,11,,стр.273,1984г .

5.Alipieva, Karavasilev^odo-ov.D.Phys.BiAt.Mol.Phys.,1^, 4699, 1935 б.Ё.Алипиева, В.Григорьева,Пл.Каравасилев,Г.Тодоров Българско физическо списание,12,стр.615,1985г .

FANES* ADD GPAAS** - SOUS

INVESTIGATIONS

Si Hoffmann, H. Pfclk and Ch. Lttdke Central Institute for Optics and Spectroscopy, Academy of Sciences GDE, Budower Ghaussee 5, 1199 Berlin» Gorman Democratic Republic She PAKBS-method The FANES-aethod is a procedure o emission spectral analysis for small volumes of sample. It is able to carry out simultaneous multielement determinations. However, this benefit compared with the AAS must be paid for a higher expense to elaborate the analytical procedure. The instruction to carry out a multielement analysis consists usually in the compromise parameters for a joint determination of the elements to be analysed .

The PANES involves conventional electrothermal ajomisation of samples in a tube atomiser, in which a low-pressure gas discharge is simultaneously generated using the graphite tube itself as the cathode. The combination of the highly efficient electrothermal atomisation, with the low-noise excitation( offers high sensitivity analysis for a wide range of elements .

The FAKES source consists of a sealed atomiser chamber and power supply unit wren separate functions that control the heating of the graphite tube and the establishment of the discharge. A series of up to ten temperature stages can be selected via the instrument microcomputer. The temperature and the heating rate conditions required for the dry, ash, and atomisation steps are similar to conventional ETA-AAS .

The PANES has the attractive feature, high dynamic range and, compared with the use of electrothermal atomisation as an atomic absorption cell, the possibility of determining elements, suoh as halogens, with resonance lines in the vacuum,ultraviolet .

To carry oat an analysis with the JfATCBS souroe, tha operation is very similar to that used with GFAAS. To prevent the system from being contaminated with air, it is flushed with argon. The liquid samples is injected into the center of the graphite tube using a microliter pipette. Then the sample is dried and, if necessary, ashed, expelling the released vapour by s purge gas flow from the tube ends through the sampling port. After the ashing cycle the tube is kept at that temperature while the source is closed and the system is evacuated to a pressure of 10 Pa with a mechanical rotary pump. When the system is filled with the carrier g&s at a pressure of several hundred Pa, the discharge voltage is applied and the hollow cathode discharge is allowed to stabilize for 10 - 20 s. following on this the discharge current is kept constant for the atomisation step. During this step a transient emission signal is observed, the tine of its appearance depends on the volatility of the elements to be determined. The time necessary to carry out a complete analysis cycle amounts, to about 60 a, depending upon the duration of the drying and ashing intervals .

In which cases GPAAS and PANES are different?

The analytical and physical essential differences between GFAAS and PANES consist in two points!

the analytical signal is produced as a emission radiation by a nonthermal discharge* the vapourisation of the sample Introduced in the graphite tube takes place on condition that the gas pressure is low - 10 to 20 Torr .

Although the low pressure discharge is ignited only in the atomisation stop, the apparatus allows also the drying and the ashing with low pressure .

Atomisatlon at low pressure Previous studies of sample atomisation have suggest that the atomisation rate is faster for low pressure than for atomisation under normal pressure. Therefore the vapourisation temperature of sample ia considerable lower for the FANBS than for the GFAAfl .

The influence of the foreign gas preasure on the atomiaation time has been investigated by L'vov H J and Sturgeon et al. [2j. Tour reaulta make it possible to state that the atomisatlon time does not depend on the pressure of the foreign gas in tha etooieatlon chamber .

The atomiaation time t,, ia expressed as fellows»

111 M = / H(T,p) dt » fi(T,p) Ьл о where M is the injected mass of the sample» t is the time, T is the tube temperature (k), p is the foreign gas pressure, В is the vapourisation rate and 8(T,p the mean vaporisation rate .

It the free path of the atoms is considerable smaller than the diameter of the tube, consequently p 0,1 Toxr, than it follows in consequence of diffusion law»

/2/ R(T,p) ~- 58 where p 8 is tbe saturated vapour pressure of sample at the temperature Ф ( Ю .

Because the atomiaation time does not depend on the pressure, the temperature rate of tube heating only determines the atomiaation time .

The saturated vapour pressure p e of the sample can be expressed as /3/ !в P e - * a and b are constants for a fixed element or compound .

It follows from this three equations a approximated value of the vapourisation temperature /4/ *P ~ 'o I " p where TQ is the vapourisation temperature under normal pressure p o (760 TorrJ and T p is the adequate temperature at p Torr foreign gas pressure .

Measurements of the vapourisation temperature of Cu were made in argon at different pressure. The temperature rate for the tube heatisg was 25 K/s. ?be results are given in second column of table 1. For purpose of comparison, the vapourisation temperature was calculated by formula (4). This theoretical results is shown in third column of table 1. It can be seen, that the agreement of calculated and the measured values is very good .

Tab. 1 г [к] T [Kj p [TorrJ measured calculated 28 127S 1279 The equation (4) allow* to calculate the atomisation temperature of FARES by using the atomisation temperature of GFAAS. The approximate calculation ot vapourisation temperatures of 33 elements for P1HBS at 20 Torr were made and the values were compared with the adequate temperatures ot GtAkS .

It could been shown, that the maximum temperature of FAHXS is'nt higher than 2500 X, whereas the GK/US-te«peraturea reach to 3000 Ж and more. The decrease of the atomisation temperature ot substances with high volatilities is 400 to 500 E. Therefore the durability of the graphite tube is longer, because it* thermal load is less, we can make more analysis with one tube in М П 8 - a advantage opposite GFAAB .

–  –  –

where I j ^ is the intensity or the line plus the spectral underground and 1 Ц is the intensity of the underground alone .

The emission and the absorption is connected by the Kirchboff law I = A -В A is the absorbance and В is the Planck-function. Then the

detection Unit can be written:

A^ is the line absorption near to the detection limit, Ац is the absorption of spectral underground, 6« is the standard deviation and к is a coefficient representing the confidence level if aeasureaents. It's can be assumed! A^ Пде v and Ац-^ Пц with n^ equal the atom density of analysis element and Пц equal the aolecule density representing the spectral underground. If «e substitute n froe (7) in equation (9), we get It the analytical signal of GfAAfi i s defined in the form

–  –  –

In the glow discharge emission spectrometry analysis the composition identity of the standard and the investigated samples is not obligatory. The standard sample must contain tht necessary concentration of the chemical element which is determined and to hare equal with the sample tube voltage and argon spectral line intensities (under equal condition* - equal gas pressure and current density)'1'.In practice the analysis is carried out only using the standard sample data kept in the computer memory .

We consider only possible the following three measurement schemes for quantitative analysis: (i) simultaneous analytical spectral line intensity measurements of the chemical element which is analysed and of a chemical element whose concentration in the sample and in the standard sample is beforehand known, (ii) simultaneous analytical spectral line intensity measurements of all chemical elements contained in the sample (standard «ample), and (iii) independent measurement ot the analytical spectral line intensity when the values of the both - secondary electron emission and sputtering coefficients of the sample and of the standard sample are equal. In eases (i) and (il) a noncontrled change of eputterlng Telocity is ot no importance .

As tne sputtering determines the sample atoaisation,lt must be effective,Because of the argon has the needed atomic weight,can be purified easily and no expensive,below we shall oonsider it as a working gas .

We investigated the spectral line excitation in the cold cathode region of a glow discharge and showed that the secondary ionelectron emission coefficient plays a leading role ^towards the as pressure and the discharge voltage' '''.Fig.1 shows the voltage - current characteristics for different cathode materials. One шшшш that the curves lie close. Ibis is beoauee of very little change of secondary ion - electron emission coefficient in case of clean metal surface .

–  –  –

Fig.1. The voltage - current characteristics for different cathode metale It is important to note that the voltage - current characteristics of the Grimm's discharge have an opposite curvature *' .

This is an indication that the Grimm's glow discharge operates in a regimen of cataphoresie i.e. the sputtered from the cathode surface metal atoms and ions bombard its surface.They have higher sputtering efficiency,than the argon atoms, but their secondary ion - electron yield is low Fig. 1 shows that when the current density, 3 exceed*

3.5 mA cm»2 torr —2, the discharge voltage changes weakly. To unify the excitation condition»,we recommend to carry out the emission apectrometry analysis at ourrent density, j a of the order (or higher than) this value. In that case if the interelement influence is missing,the dependence of the reduced concentration с, • c j / j on the intensity/current density ratio I/J is linear in the vicinity of j - J a (see Pig.2) .

The angular coefficient, & of the calibration curve c«c o +0I can be determined from the relation 8 « fla / j a, .

To determine the pre - sputter time,we used the strong dependence of the voltage on the cathode surface cleanne* (at fixed current density and gas pressure ). The voltage control ensured an excelent repeatability.Tne coefficient of variation mean values for the main sample components were: steele copper - 0.5#, braesea - 0.5*, aluminium alloye

–  –  –

In contrast to the Grimm's discharge,we cool more effectively the cathode and our operating argon pressure value is choosed much higher than the sputtered from the cathode atom's presure (the upper value of argon pressure la limited by the argon molecular ion concentration growth' 6 ') .

Тле cathode surface may be convex with a near rectangle form which long side ie parallel to the spectrometer slit' " ( see Pig.3) .

CONCLUSION

The Grimm'е glow discharge cathode sputtering ratio and excitation efficiency depend strongly on the saaple composition .

Quite the reverse, we avoid the cataphoresle in our glow discharge, and unify the sputtering and excitation condition*:

the high-speed neutral argon atoms accelerated by charge exchange in the cathode dark space sputter the cathode surface irrespective of its homogeneity; the electron energy distribution function in the argon negative glow specifies the apectral line intensities. Thanks to this, our method'" permits to determine the calibration curve using only one standard sample .

–  –  –

Pig.3. Rod cathode glow discharge lamp

HEPSREMCBS

1. Христов,Н.,Белазарас А.,Серапинас П.,Шимкус П., Актуальные проблей* спектроскопии, А С С, М. (1985), 240-244 .

Н СР

2. Ofarlstov,I.M.,J.Quant.SpeetroacHadiat.Transfer, J8 (1977), 373-3831 12 (1978), 477-462 .

3. Христов,Н.Н., Физика плазмы, (1980), 436-439 .

A. Qrim,W., Spectrochlaica Acta, 23 В (1968) f 443-454 .

5. Ohrietor,M.JJ.,Patent Reg^llo 75961 «Bulgaria .

6. Хриотов.Н.Н., ЖГФ,) ( 1 9 8 0 ), 2104-2107 .

7. Chrietor,U.K.,Patent.Mo 55182, Bulgaria .

Abstract

About interelement effects in OE-spark technique. Or:

A "nearly" unbelievable spectrometer story K. A. Slicker»

SPECTRO ANALYTICAL INSTRUMENTS, D-1190 Optical emission spectrometers for metal analysis using HEPS-technique in argon atmosphere give today

1) reproducibllities of 0.1 - С 5 % rel. (C.V.) for dissolved elements

2) limits of detection of about 1 - 10 ppm using spark-arc like conditions during Integration

3) to a great extent freedom from metallurgical history (HEPS)

4) facilities to determine dissolved and undlssolved portions of elements Ilk* Al, B, Tl in steel (PIM S) but nobody Is willing till yesterday to discuss about analytical accuracy.... but this is exactly what the users want .

Interelement effects are in most cases responsible for "inaccurate" analysis. Different kinds of interelement effects exist and some of them have been identified and eliminated. As presumed since some years "the movement of the point of optimum excitation of a certain wavelength (quantum act) depending on the chemical composition of the sample and the imaging of this point in the optics of the spectrometer" is responsible for a lot of mysterious "interelement effects". Using light guides this phenomena can be eliminated. It leads to OE-spectrometer which are much simpler to calibrate with a auch better accuracy of the analysis .

:-:C:.CGK:;SIT/ ?2J?L; I;; м о ю REGIOKS O? SOLID SAIX-LKS;

–  –  –

'..uanti*ative laser Ilicro Analyses require preparation, evalution and testing of standards, i.e., reference materials .

The main problem is to get homogeneous reference samples .

Chemical homogeneity is a relative property of a solid v/hich depends on the spatial resolution and precision of the analytical procedure applied for investigation (1) .

Solids are defined as being analytically homogeneous if fluctuations in the chemical composition over the whole sample volume determined in different areas of the sample are not significantly larger than the error of the analytical procedure .

The Investigation of chemical homogeneity has to be based on testing the null hypothesis H : s *** s ( homogeneity ) against the alternative hypothesis H. : s s ( inhomoGeneity ), where s is the total standard deviation and s & is the 8. d« caused by the analytical procedure. Checking the null hypothesis by the Fisher test, inhomogeneity must be accepted if ? = (s/s ) 2 F (Pi f; f ), v/here f is the statistical probabiliare the degrees of freedom of a and е, respectively* ty, f and f The following mathematical models for testing chemical homogeneity have been recommended: One-way variance analysis, two-way variance analysis (2, 3), regression'analysis (2, 4 ), gradients method (5), pattern cognition and pattern recognition methods (6, 7 ) .

Testing of homogeneity is without problems if a non-destructive analytical procedure is used, because independent replicate measurements on one and the same sample area are possible for the estimation of the procedural error* If a destructive method Is employed, and that is the ease in laser micro analysis, suoh Independent replicate measurements are not possible. In this ease the error of the analytical prooedure can only be approximated .

A comparison of the above mentioned models of mathematical homogeneity tests and practical application in laser micro analysis are given by the authors. The homogeneity of Co distribution in a Ъого-silicate matrix was studied with a laser micro analyzer .

The laser spots were distributed over the whole surface. ?our spots were always grouped together for quasi-repetition measurements .

These groups were arranged in гот/а and columns. The results show homogeneity in both cases, pointed out by one-7/ay variance analysis and by two-way variance analysis. The homogeneity index H, which is the quotient of F and P, increases ( i.e., homogeneity decreases ) with decreasing analyzed area, hence increasing spatial resolution .

References

1. Danzer,K.f Doerffel X., Ehrhardt H., Geisler ! !, Ehrlich G. and • .

Gadow F., Anal. Chim. Acta, K (1979), 1 .

2.Doerffel,K..Statietik in der analytischen Chemie, YSB Deutseher Verlag fur Grundetoffinduetrie, Leipzig,1964 .

3.Danzer,K., Spectrochim. Acta. 39B. (1984), 949 .

4.Singer,R., Danzer K., Z. Chem., 2 (1984),339 .

5.Parczewekl,A., Anal. Chim. Acta, 130-(1981). 221 .

6. Jure, P. C, Isenhour T. X., Chemical Applications of Pattern Recognition, Wiley Interecience, New York, 1975 .

7. Ehrlich,G,, Danzer K. and Kluge W., Proc. 6th Int. Symp. of High Purity Hateriale in Science and Technology, Dresden, 1985 .

НЕПРЕРЫВНЫЕ ЛАЗЕРЫ С ПОПЕРЕЧНЫМ ВЫСОКОЧАСТОТНЫМ

РАЗРЯДОМ ДЛЯ АТОМНОЙ СГЖГРОСЮШИ

–  –  –

В атомной спектроскопии при разшмчных исследованиях требуются источники света с определенными характеристиками, а именно: их излучение должно обладать малым уровнем соотношения вум/сигнал: узкой шириной лиши; достаточной стабильностью. Кроме того необходимо, чтобы длина волны источника излучения совпадала с резонансной линией исследуемого элемента .

Всем этим требованиям отвечает излучение ионных непрерывных лазеров с поперечным высокочастотным разрядом СПВЧР). Широкий диапазон длив волн генерации в ультрафиолетовое, видимой и инфракрасной областях спектра лазеров с ПВЧР делает перспективным их использование в атомной спектроскопии, например, в атомно-абсорбцювном анализе .

Впервые генерация ва ряде ионных переходов металлов в плазме ПВЧР была получена в импульсном режиме, пра этом отмечался ряд преимуществ лазеров с таким способом возбуждения перед катафорезнымш лазерами и лазерами с полым катодом. В использовавиейся конструкции разрядной трубки легко осуществляется импульсный, а в ряде случаев и квазинепрерывный режим работы, что позволило создать простой ионный лазер на парах кадмия с излучением одновременно в синей и зеленых областях спектра. Однако получение непрерывной генерации в такой конструкции затруднено по ряду причин .

Одна из причин заключается в том, что использование двух внешних электродов в кварцевых разрядных трубках приводит к возникновению дополнительной емкости, включенной последовательно с разрядом.

Величина втой емкости на единицу длины разрядной трубки может быть определена как:

где cit, Ыг - внутренний и внешний диаметры трубки, с - ее длина, - диэлектрическая проницаемость материала стенок разрядной трубки. Для используемых частот накачки I Ж*ц МГц предельная плотность тока разряда, ограничиваемая поверхностным пробоем между электродами составит от в Mi/см до 80 мА/см • Кроме того, в традиционных конструкциях трубок лазеров с ПВЧР рабочее вещество располагалось непосредственно на стенках трубки и поступало в объем за счет саморазогрева. Бели в импульсном режиме средняя моцность, вкладываемая в разряд, зависит от скважности и может быть небольшой (достаточной для оптимального разогрева), то при переходе к непрерывному режиму средняя моцность возрастает в Л раж, где У1 - скважность. Это приводит, во-первых, к увеличению давления паров рабочего вещества, во-вторых, к тепловому разрушению трубки .

Таким образом, при использовании непрерывного режима необходимо подбирать условия теплоотдачи лазерной трубки так,чтобы оптимальная, с точки зрения выходной мощности, мощность накачки соответствовала оптимуму концентрации рабочего вещества' .

Для накачки лазеров использовался ВЧ генератор, собранный по схеме с общей сеткой, с выходной мощностью до I кВт, работающий на частоте 13,56 МГц. Согласование генератора с нагрузкой осуществлялось перестройкой П-контура .

Решение поставленной задачи заключалось в обеспечении эффективного конвективного охлаждения трубки. Для этого необходимо увеличивать поверхность разрядной трубки, оставив неизменным рабочий объем. Полагая, что при рабочих температурах (Т ^» 300 °С) вкладом лучистого теплообмена можно пренебречь, для оценки геометрии разрядной трубки можно воспользоваться выражением /2/ Ыи * 0,5 (6*Рьг?*(Ргг/Р*Х'** где A i t - чиоло Нуссельта, Gt- число Грасгофа,Д г, А с - числа Прандтля для газа вдали от трубки и для наружной стенки трубки соответственно.

Так как в рабочем диапазоне температур для воздуха последний сомножитель близок к единице, то выражение (2) упрощается:

/з/ Кроме того, необходимо учитывать перепад температур между внутренней и внешней стенками лазерной трубки, определяемой как /4/ ДТ = %g где ^ с " вкладываемая мощность на единицу длины, о/«, 0fc - внутренний и наружный диаметры трубки, % - коэффициент теплопроводности материала стегаем .

На основании проведенных оценок были изготовлены конструкции лазерных трубок, поперечный разрез которых изображен на рис. 1,а,б. Б первом случае (рис. 1,а) диаметр внутреннего электрода был 7 мм, а наружный кольцевой электрод имел надежный тепловой контакт с радиатором диаметром 25 мм. Кадмий размещался в рабочем объеме в специальных углублениях внутреннего электрода .

В результате эффективного теплоотвода в этих конструкциях получена непрерывная генерация на зеленых линиях эЗЗ,7 нм и 537,6 нм. Однако непрерывный режим работы осуществлялся при мощности накачки меньшей оптимальной. При увеличении вкладываемой мощности до оптимальной генерации исчезала в связи с возрастанием концентрации кадмия. Применение в таких конструкциях радиатора большего диаметра (до 65 мм) не позволило уменьшить давление паров кадмия. Этот факт объясняется тем, что поступление паров рабочего вещества происходит не только за счет термического испарения, но и за счет интенсивной бомбардировки кадмия ионами гелия и кадмия. Для исключения факта распыления использовались разрядные трубки второго типа (рис. 1,6) .

Зависимость мощности излучения от параметров разряда в таких конструкциях приведена на рис. 2. Отличительной особенностью щелевых конструкций является высокое оптимальное давленив буферного газе Pd= 130 гПа им, где d - наименьший размер щели .

Предложенные конструкции лазеров были использованы для получения генерации гелий-цинковоа смеси на линиях 492,4 ни, 491,2 нм, 610,2 нм, 602,1 нм, 773,2 нм и 738,8 нм. Наиболее полно исследованы линии генерации в зеленой и красной областях, для которых получены зависимости мощности генерации, усиления от таких параметров как вкладываемая мощность, частота накачки, температура внутреннего электрода, давление буферного газа .

Для выяснения закономерностей разряда были получены вольтамперные характеристики ШЧР для различных конфигураций электродов и различных условий горения разряда. Выявлено, что рост частоты поля и давления гелия приводит к снижении напряжения горения ПЕЧР. Уменьшение потенциала горения связано с ростом проводимости в слоях пространственного заряда.

Ёмкость и проводи месть слоя пространственного заряда определялись как:

' V c * ~ ~"^ /5/ С СА = ~и со где 1,U - ток и напряжение на электродах, *f- сдвиг фаз между ними, С - круговая частота В поля .

Ч На основании проведенных исследований были изготовлены ионные непрерывные лазеры с ПБЧР, работающие в широком диапазоне длин волн. Условияггенерации и характеристики излучения лазеров с ПБЧР, приведенные в данной работе, позволяют надеяться на успешное использование их в атомной спектроскопии, в частности, для атомно-абсорб иконного анализа .

–  –  –

The hollow cathode discharge plasma, characterized by a considerable number of high energy electrons, is a suitable medium for inversion population of high energy levels of atoms and ions' " and, in particular, of noble gas levels which have high excitation potentials. Laser action can be achieved through direct electron impacts'2'^' or through excitation transfer between metastable atoms (generally helium metastables) and noble gas or metal atoms or ions'*'-^. The role of different excitation processes and the prevailing of one over the other depends on the discharge conditions' • • The numerous laser transitions of noble gas atoms and ions cover practically the whole spectral region, from UV to the IR. It io important to outline that the laser action in noble gas ion lasers, He-Kr+ laser in particular, is in single frequency mode at sufficient power .

On the other hand, the output power of the majority of ion lasers increases with the increasing of the discharge current up to the limits of the thermal endurance of the laser tube* Hence, to get more powerful lasers it is necessary to create laser tubes permitting Input of electric power of about kilowatts* However this puts many technical and technological problems to overcome and the ways of solving them depends on the aim and are different .

Quasi CW regime of operation is used to obtain and investigate laser action. It permits to put a high electrical power in a relatively long (about ms) pulse, while the mean input power is still low. Thus, numerous investigations on the noble gas hollow cathode lasers are made. The mechanisms of laser generation are clarified and high values of the gain and output power are obtained. ?he frequency structure of the laser lines is analysed .

Another approach to the high current hollow cathode lasers is to develop various constructions of laser tubes for d.o. operation permitting high discharge currents without occurrence of the local arcing. The ways of avoiding the arcing and achieving stable and high current discharge are the segmenting of the cathode and its water cooling. When the cathode is made by several segments, allowing the discharge to pass through several parallel and independent electrical circuits along a common optical axis, a significant enhancement of the discharge current, at which the laser action is stable, is observed. The critical current for local arcing increases proportionally to the number of the segments/^'. When the segmented construction is combined with the water cooling of the cathode, larger discharge currents can be achieved and output power can be increased significantly. Output power of 1W on Cull 780.8 nm line in d.c. hollow cathode segmented and water-cooled discharge has been reached at 40 A discharge current' • Recently another hollow cathode construction, a coil hollow cathode has been developed'11'. Such construction allows high stability of the discharge by an effective and eimple water cooling'12'. The cathode is made by coiled metal tube through which the cooling water runs. Earlier experiments are done with comparatively short coils (about 15 cm) .

That is why investigations of essentially longer coil hollow cathode tubes are of interest .

Water cooled coil hollow cathode tube, 61 cm in length and made of б-an copper tube, has been used in our investigations'' 3.14/# T n e diameter of the hollow cathode is 8 mm and the coil's pitch is 9.5 mm. Laser action in Не-Яе, He-Kr and in He-Ar mixtures is investigated. Due to the strong cathode sputtering we have obtained laser generation on five IR Cull lines (740.4, 766.5, 773*9, 780.8 and 782.6nm) .

The strong cathode sputtering is the reason of the very weak laser generation on the KrII 469*4 nm and the Aril 476.5 nm lines in quasi CW regime only .

ОТ laser generation on seven Nel lines in the IR spectral region is obtained in that tube in He-Ne mixture(see table 1 ). These lines, except the last, have been observed earlier in a conventional He-Ne hollow cathode discharge' »

–  –  –

The Nel 1259*4 line has been obtained earlier only in а Ие-Н 9 /л ч/ gas mixture p /. The threehold currents and the relative output power (W) for different lines are shown in table 1. The optimal helium and neon partial pressures are 8 torr and 0.12 torr respectively. As it is expected the strongest generation is on the 1152.3 and 1161.4 nm lines. It is of interest to mention that laser action is observed in a wide region of the ratio Ptj_/Pw_ from 4 to 300 .

ле я е Another tube construction providing a segmented discharge, but In cross section, consists of several parallel water cooled metal tubes forcing a hollow cathode cavity. Our tube construction consists of four parallel 3°25 шп diameter covar tubes. It is shown in fig.1. The hollow cathode is 4mm in diameter. The anode,-made of stainless steel, is placed coaxially outBide the cathode. The water cooling of the tube is very effective. ОТ and quasi CW regime of operation are investigated .

In CW regime maximal current of 5 A is reached .

CV generation on the KrII 469*4 am line is obtained in He-Kr mixture* The optimal partial pressures of krypton and helium are 0o04 torr and 30 torr respectively. The threshold current for generation is 2.8 A. The output power increases linearly with the increasing of the discharge current. Prom 50 cm active length laser output power of 3 if at 5 A discharge current is obtained .

Fig.1. Laser tube design. A - anode; С - hollow cathode .

However at high discharge currents and due to the cathode sputtering during the time the discharge conditions change and the discharge becomes unstable. Local arcing appears mainly to the insulating details of the tube, which hold the cathode. Thus, the lifetime of the laser tube is limited to about 50 hours. Making the cathode of less sputtered material and improving some of the details of the construction one can expect considerable longer lifetime of the tube .

It should be mentioned that ОТ laser generation on KrII 469.4 nm and KrII 431*8 nm lines is obtained in another, different laser tube construction'1 • It is water cooled and consists of two 20 cm segments and the anode is inside the hollow cathode. From active length of 40 cm and cathode made of pure aluminium output power of 5 mW at 4 A discharge current is reached. The laser generation has a single frequency /16/ mode of operation' In conclusion, the obtaining of CW laser generation on noble gaa ions, and on Kr ion particularly, in hollow cathode discharge is a difficult problem and the ways of solving it are still under investigation. The advantages of the He-Kr hollow cathode ion lase,r - laser action in the blueviolet spectral region and single frequency mode of operation at sufficient output power, make that laser very suitable for various applications. Hence, the aim of creation of a reliable CW He-Kr hollow cathode ion laser is actual and the experiments in that direction are in progress .

–  –  –

Известней как одночастотный, гелий-неоновый лазер излучающий одну продольную коду линии 632,8 ни, необходим для решения большого числа прикладных и спектроскопических задач.К настоящему времени разработано множество способов подавления излишних продольник мод в газовых лазеров / си. например [1-ЗУ .

Характеристики одночасготного гелий-неонового лазера в магнитном поле исследовались теоретически и экспериментально в ряде работ. В то же время при достаточно полном теоретическом исследовании / например [4,5] / шеется небольшое число эксперименталышх работ [6,7} .

В настоящей работе сообщается об экспериментально обна руженньк особенностях поведения одночастотного гелий- неонового лазера, помещенного в продольном магнитном поле .

Исследовалось влияние продольного магнитного поля на одночастотный лазер, подробно описанный в работе [ 8 ],в которой для получения однсгсастотной генерации применен комбинированный метод, основанный на использовании еффекта Зеемана и самосе лекции мод давлением .

В настоящей работе изучалось воздействие поля на одночастотный лазер, генерация на одну частоту в котором осуществляется только путем повышения давления активной снеси. При повышении давления, как было показано в (3), увеличивается однородное уширение линии и из-за сильной конкуренции продольных мод осуществляется генерация только на одну продольную моду, у которой большее усиление .

В исследуемом лазере одночастотный режш генерации осуществляется при давлении Р больше 6 Тор и соотношений парциальных давлений гелия и неона Р ^ : fye - 15 : 30.Натер ферограмма одночастотной генерации при В* 6,6 Тор и ^^'^ge* » 28 показана на рис. l a. ffe ней видны два соседних порядка интерферометра,частотный интервал между которых 2000 МГц .

При наложении магнитного поля на активную среду лазера, без изменения давления, появляется генерация еще на двух соседних продольных мод / си. рис.16 /. Частотный интервал мезкду центральной и соседней боковой поды А» • с / 2 и, где L - длина резонатора лазера. В нашей случае AV = 180 МГц .

Эксперимент показывает, что интенсивность магнитного поля L, при которой начинается генерация соседних иод,сильно зависит от давления газа. При давлении Р » б,б Тор, при яоторои сделана интерферограмма, показанная на рис.16, интен сивность магнитного поля Н__ • 183 э. С увеличением давления интенсивность магнитного поля 1 L увеличивается. В отсуствии магнитного поля генерировала только центральная частота, а боковых частот не было, как считалось в [ 3, 8 ], из-за конкуренции при повышенной однородной ширине линии .

При дальнейшем повышении магнитного поля интенсивность боковых ыод постепенно увеличивается и потом начинают генерировать следующие продольные моды, расположенные на частотной расстоянии AT « с / 2 L от боковых. На рис. 1в показана интерферограмма генерации при интенсивности магнитного поля В = 260 э. Из рисунка видно, что осуществляется типично многочастотная генерация. Следует подчеркнуть, что такой режим генерации получен только из-за воздействия магнитного поля, давление такое же как и в случае интерферограмиы, показанной на рис. 1а .

По нашему инею», в литературе не сообщается о таком переходе одночастотной генерации в многочастотную при наложении на активную среду аксиального магнитного поля .

Если повышать интенсивность магнитного поля дальше, контур иногочастотной генерации искажается и потом расщепляется на две частоты, интервал между которых увеличивается при увеличении магнитного поля. На рис. 1г показана интерферограмма генерации при Н « 439 э. Такая картина расщепления наблюдается когда частотный интервал между ортогонально - поляризо ванных Г+ и ( Г " компонент становиться больше Дрпплеровской ширина линии .

Отношение интенсивности двух частот,, показанных на рис. 1г, сильно зависит от давления газа. Эта зависимость тоже пока не нашла объяснения .

В настоящий иоиент проводится работа по выяснению причин указанных особенностях поведения одночастотаого гелийнеонового лазера в магнитном поле .

ЛИТЕРАТУРА

l.SBlth,P.W* IEEE Э.Quant.El. 1965, vol. 1, No.8. 343 .

2.Chebotaev.V.P., Beterov I.M., Lielteyn V.N..IEEE 3.QE,1968 .

3. Сапрыкин.Э.Г., Юдин Р.Н., Атутов С.Н., Опт. и спектр., 1973, т. 34, 755 .

4. Дьяконов.М.И., Фридрихов С.А., У9Н, 90, 565, 1966 .

5. Войтович, А.П., "Магнитооптика газовых лазеров ",1Ьшок, &ува и техника, 1984 .

6. Toelinson.W.I., Fork R.L., Phye. Rev.,164,466.1967 .

7. Терехин,Д.К., Андреева Е.Ю., Фридрихов С.A., itlC, г. 14, в.1, 53, 1971 .

8. Cartaleva.St.St., Geteva S.V.. Kolarov G.V., Appl.Phys.f В 40. I960 .

I

–  –  –

ЛАЗЕРЫ НА ПАРАХ МЕТАЛЛОВ С УПРАВЛЯЕМЫЙ

иаяучнмя для спаггроскоши А.Н. Сохдатов, В.Н. Солдак»

Институт химии нефти СО АН СССР, Тонек, просп .

Академический, 3, СССР В докладе приводится анализ современного состояния исследований по лазерам на самоограикченюа переходах паров металлов (ЛШ) с точки арения воэможиости соадакил автомат*аировакных хаверкнх систем для решения различных спектроскопических задач по фотовоабужденнв и диагностике газовых, жидких к твердых сред. Основное внимание уделено создание новых методов возбуждения и разработке принципов внеокооперативного управления генерацией Л Ш по частоте следования уг и дли тельности импульсов излучения -•, импульсной \j/ и средней W мощностями генерации, дискретной \. и плавной д\ перестройке длин волн. Проведена классификация режимов управления Л Ш .

I. На базе комплексного изучения динамики разряда, электрокинетических и оптических характеристик плазмы активных сред Л Ш 1-Ц установлено, что основными управляющими характеристиками генерации является температура j^ и концентрация Uс электронов, концентрация рабочих частиц в основном состоянииЛ/0 и плотность вынужденного излучения на лазерном переходе уА. Две фазы нмпульсно-периодического разряда (ИПР) являются взаимозависимыми, причем максимально достижимые / иW определяются значениями пе (•) я Tt (4) как в период импульса возбуждения (ИВ), так к в межнмцульенвй период. Проанализированы исследования газоразрядных Л Ш направленные на расширение границ существования инверсии. Выяснено, что высокая ftg в период U S (Э0ДО паров металлов)»

обусловленная прямыми и ступенчатыми процессами, вызывает необходимость длительного релаксационного периода и является фактором, ограничивающим / и w, а большие паразитные энерговклады в UB приводят к существенному закижекав КПД и w tl.3 • Предложено, для повывения f и vV умеюшкть пл * оптимизировать Т€ в период создания инверсии, в частности, путем использования высоких разрядных емкостей или уменьшением энерговклада в U 8, путем его укорочения. В сочетании с повшением роли диффузионного охлаждения достигнуто увеличение верхней границы / в ИПР (для Си -235 кГц), оптимальных частот при диаметрах трубок 4*6 мм до 50*60 кГц L3J .

Понижение удельного вклада мощности при 6* 10см привело к повышению W д 0 1004200 Вт с одного активного элемента L4J .

2. Лазеры с управляемыми f,w, Е. Высокооперативное управление Е ц W щ, и перестройке / основано на принципе раздельной оптимизации нагрева и возбуждения активной среды .

Регулирующими воздействиями при этом является напряженность ^ ( * ) и ток *7 ( т ) суперпозиционного ИПР при наложении одного или нескольких периодических разрядов. В частности, эти принципы реализованы в конкретных схемах стабилизации при управлении / и *V. Например, в Сз J применено сформирование дополнительного импульса (ДИ) длительностью ^, амплитуда и крутизна которого меньше соответствующих параметров ИВ, а вкладываемая в течение ДИ энергия в * раз превышает энергию

ИВ. Значения Т* и К должны удовлетворять следующим соотношениям:

Ю *•»

где J/nax - верхняя граница частоты возбуждения лазера. Такой способ возбуждения позволяет осуществлять автоматическое управление энергией Ж ™ через изменение ^9 или амплитуды

3. Лазеры с управляемой длительностью генерации ^*% .

Хотя диапазон изменения Тг при разных условиях возбуждения /c составляет 2+200 LlJ, оперативное управление ^Z в типичных схемахjnil затруднительно, т.к. изменение давления буферного газа *$ млн температуры стенки \ т являются процессами инерционными. Высокооперативное управление ^Я может осуществляться по аналогии с п. 2 наложением на разрядный промежуток дополнительного управляющего импульса ИПР II, 3J .

4. Я Ш с комбинированным способом нагрева активной среды .

Обсуждаются способы возбуждения Л Ш, способные работать в ждущем режиме, когда разогрев до рабочей температуры происходит с помощью омаческкх нагревателей, располагающихся внутри или снаружи высокотемпературного канала.

При включении высоковольтного ИПР осуществляется комбинированный способ поддержания квазястацнонарного теплового режима мощностью Р:

где Uo я Jo - амплитуды напряжения и тока нагревателя, и„ напряжение горения дугового разряда, д - доля энергии импульса возбуждения, дисснпнрувщая в тепло. Такой принцип обеспечивает независимую оптимизацию V/ и кпд, а также позволяет осуществить технически простое управление f, и/ и С в широком диапазоне условий [I \

5. Лазеры с дискретный набором АА*. Обсуждены возможности генерации двух или нескольких активных сред в одном активном элементе, позволяющих повысить число одновременно генерирующих спектральных линяй. Разработанные конструкции лазеров с радиаяьно и линейно - разнесенными активными средами [5J позволяет осуществлять генерацию в парах Мп t B a, Р $, A U к Си смешанных в разных сочетаниях. Многоцветная генерация позволяет строить многоканальные спектроскопические системы с необходимым набором дискретных X ;. Оперативное управление f, W * Е t t в таких системах может производиться на основе способов, обсужденных в п.2- 4 .

6. Лазерные системы с плавной перестройкой *Х Сочетание управляемого короткоимпульсного излучения с высокими f я W, генерируемыми ЛПН, с плавной перестройкой в лааерах на красителях я центрах окраски, обеспечивает идеальную систему для автоматизированных спектроскопических технологий и методов исследования. Оптимизация многокомпонентных смесей красителей способствует увеличению эффективности генерации в области 600+700 нм при накачке Си. - лазером .

Применение Аи - и P i -лазеров позволило продвинуть область плавной перестроит А до 835 нм [б]. Преобразование излучения ЛПК на центрах окраски позволило расширять диапазон перестройки Д до 3 мкм [7]. Таким образом, комбинация преобразования Л Ш в красителях, кристаллах с центрами окраски я нелинейных кристаллах [l,8J позволяет плавно перекрыть диапазон от 0,26 до 3 мкм. Отметни, что хотя преобразование Л я ведет к jmmMiiwi и W, остальная совокупность характерястяк Л Ш ш 7 ^, / i управляемости параметров излучения сохраняется .

7. Для расчета управляющих воздействий и результатов управления параметрами излучения с автоматизированных лазерных сметанах воспользуемся функцией J ( Af е9 JZf f t рсл $9] где А - амплитуда сигнала с доминирующей частотой Ц г, **ii частота сигнала соседнего частотного контура (помехи),

- средняя частота аппаратной функции, Ьп - дисперсия белого шума на выходе прибора .

Разработанные физические принципы высокооперативного управления выходными характеристиками Л Ш позволяют создавать многокаскадные автоматизированные лазерные системы для спектрометрии .

1. Солдатов,А.Н., Соломонов 6.И. Газоразрядные лазеры на самоограниченных переходах в парах металлов. Наука, 1985 .

2. ЕлаевгВ.Ф., Соддатов А.Н., Суханова Г.Б. ТВТ, 1980, т.18, с.1090. Елаев В.*., Солдатов А.Н., Суханова Т.Б., там же, 1981, т.19, с.426 .

3. SoldatovjA.N., Fodoroy V.F., In: Proc. Intern* Conf* on Leeers' 82, Sew Orlean, STS. Press, lie. Lean, 1982, p. 478 .

4. Kushner,H.J., Warner B.E. J. Appl. Phys., 1983, т. 54, p. 2970 .

5. Евтушенко^.С, Полунин Ю.П.,Солдатов А.Н. « др.ЖПС.39, 1983, 839 .

g. Soldatov, A.N., Suhanov T.B., In Proc. Intern. Conf. on Lasers' 82, Hew Orlean, SIS. Press, Hc.Lean, 1982, p. 493 .

7. German^.R., Karras T.W., In Proc, Intern. Conf. on Lasers* 79, Orlando. STS. Press. Me. Lean, 1979, p. 374 .

8. Солдатов,А.Н., Полунин Ю.П..Холодных А.И. КТО, * 4,1981,866 .

9. SoldatoY,V.H. X Jubilee National Conf. on Atomic Spectroscopy with Intern. Participation. Vellko Фихпото, 1982, p. 379 .

–  –  –

a vacuum chamber and a data recording and processing system,

presented on the following figure:

Scheme of the experimental set-up .

The H 2 -laser consists of a 80 cm long transverse discharge chamber.The discharge of a ceramic capacitors bank is initiated by a hydrogen thyratron.The electronic triggering system can commutate a second thyratron with a variable delay in time up to 2 jjs.Ihus the N „-laser may be synchronized with another N 2 ~laser or a high voltage electric pulse, which enriches the capabilities for experiment.The B.-laser provides pulses with energy of 6 mJ at 18 kV working voltage and a duration of 10 ns at repetition rate up to 20 Hz.A special care was taken to lower the electromagnetic noises .

The dye lasers are transversely pumped.Holographic gratings /1200 or 2400 l/mfh/are used both in Littrow «в grazing incidence modes.In the first case a prizm expander /x27/ including 6 antirefleetingeoated prizms having dispersion-free allignment is used.The transmission of the expander is typically 0.95.The laser radiation is tunable over the 360-720 nm spectral range by a manually moved sinus mechanism.The typical laser linewidth is 0.8 cm.Further shortening of the laser linewidth down to 0.05 cm"1 is obtained by introducing an intracavity Fabry-Perot etalon with a free spectral range i of I cm"" and a finese of 14 .

In the grazing incidence mode the beam is partially ex- ' ponded /хЗ/ by two prism expander.Thus the grating can Ъе mounted at 84* angle, at which i t s diffraction efficiency remains high enough.The laser wavelength i s tuned Ъу rotating AX or dielectric coated mirxor.In this case the linewldth i s

0.2 em" .

Por absolute and relative measurements of the dye l a s e r wavelength a diffraction grating monochromator and an external УаЬгу-Perot еtalon are employed.She acouracy of control of the laser wavelength i s about I cm' 1 .

She radiation of the three dye lasers oollimated between two electrode plates in a vacuum chamber сгоэве» the atomic beam at a right angle.The vacuum chamber i s made from aluminium and s t a i n l e s s steel.She working vacuum i s typically 10 Xorr.Zhe atomisation i s done in a carbon oven by thermal evaporation at temperatures up to 3000°СThe thermal ions are removed from the atomic beam by means of a s e t of diaphragms under constant electric fields.The same diaphragms are used for the atomic beam collimation, too.For analytic tasks a s e cond atomizer i s provided to produce a reference atomic beam for the dye laser frequency adjustment .

The atoms excited in a high-lying RS through one or two intermediate states by stepwise absorption of a few laser quanta are ionized by a pulse e l e c t r i c field with intensity of 10-15 kY/cm, applied 20 ns after the laser pulses.The electric pulse i s generated by an Impedance matched coaxial spark-gap with a cable l i n e triggered by the Ng-laser radiation pulse.When investigating AS the high voltage pulse i s replaced by a low voltage d« f i e l d for extracting the ions from the interaction region.The ions are collected by an electron multiplier andi the resulting current i s measured by m. boxcar averager, improving the signal to noise ratio.The investigated spectrum i s recorded on a XT-plotter .

When trace element analysis i s to be performed for each concrete element should be chosen an optimum scheme of s e l e ctive multistep excitation for i t s most e f f i c i e n t detection .

On the base of е t a l o n samples c a l i b r a t i o n curves are drawn, which convert the i n t e g r a l of the i o n s i g n a l f o r the time of evaporation i n t o a c e r t a i n concentration of the atoms of the concrete element present i n the sample .

COHCLPSIOHS

A laser photoionization set-up has been built for investigation of high-lying Rydberg and autoionization atomic s t a t e s .

The spectrometer has a spectral resolution of at l e a s t 0.2cm and allows the determination of the energies of the excited atonic s t a t e s .

On the other hand, the described experimental set-up may be used for trace analysis of about 70# of a l l the elements in various solid or liquid samples without any preliminary chemiTO V cal treatment.A high s e n s i t i v i t y /10 % or even more / i s to be achieved.Further improvement of LPS w i l l be attained through i t s combining with a time-of-flight mass analyzer, now under construction .

The authors wish to thank Dr. G. Bekov, V. Radaev, V. Mishin from the Moscow Institute of Spectroscopy for the very helpful discussions .

IVidolova-Angelova5E., Bekov G., Ivanov L., Pedoseev V., Abakhadjaev A., J. Phys. В, Г (1984), 953 .

2.Rixmeberg,H., Heukammer J., JBnsson G., Hieronymus H., КСnig A., Vietzke K., Phys. Rev. L e t t., (1985), 382 .

3. Yidolova-Angelova,E., Angelov D., Bekov G., Fedoseev V., Ivanov L., In Laser Spectroscopy VI, Ed. by Weber H., (1983), 227 .

4. Stebbings,R. F,, Dunning E. В., Rydberg States of Atoms and Molecules, Cambpidge University Press, Cambridge, (1983) .

5. Bekov,G., Vidolova-Angelova В., betokhov V., Mishin Т., In Laser Spectroscopy, Springer-Verlag, (1979), 283 .

6.Letokhov,V., Uspekhi Fiaich. Sauk, I4J, (1986),123 .

7.Bekov,G., Radaev V., Izvestia Akad. Nauk SSSR, Seria Fizich .

48 (1984), 771 .

8,Peuser,P., Herrmann G., Rimke H., Sattelberger P., TrautNo, Appl. Phys. B, ^8 (1985), 249 .

ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ НА ЭВМ

ЭФФЕКТИВНЫЙ СПОСОБ СОВЕРШЕНСТВОВАНИЯ

ТЕОРЕТИЧЕСКИХ ОСНОВ СПЕКТРАЛЬНОГО

АНАЛИЗА

Б,С. Лонцих.И.К.Карпов Фаворского IA, Институт геохимии им.А.П.Виноградова СО АН СССР, г.Иркутск 664033 СССР В настоящем сообщении рассматриваются вопросы, связанные с развитием феноменологического подхода к изучению процессов эмиссионного и атомно-абсорбционного спектрального анализа. По способам решения проблемы совершенствования теории спектрального анализа, выполненные в этом направлении работы можно разделить на две основные группы:

1) фундаментальные исследования процессов, ледащих в основе спектрального анализа. Работы в этой области выполнены А.К.Русановым, Я.Д.Райхбаумэм, Б.В.Львовым, Баумансом, Вукановичем, Чакрабарти и многими другими исследователями;

2) теоретические и экспериментальные исследования, основанные на применении математических методов для изучения процессов анализа и оптимизации условий его применения. Работы в этом направлении развивались В.В.Лапшовым, Кайзером и рядом других авторов .

Сложность теории эмиссионного спектрального анализа,связала, например, научные интересы Я.Д.Райхбаума в последние годы его жизни, с проблемой формирования аналитических сигналов при эмиссионном и атомно-абсорбционном спектральном анализах с управлением результатами анализа за счет повышения различными приемами информативности сигнала /I/ .

Как показали многочисленные исследования, выполненные в последние годы, изучение теоретических основ атомно-абсорбционной спектроскопии, особенно в варианте электротермического анализа, во многом не уступает, по сложности протекающих процессов, эмиссионному спектральному методу .

В атзшо-абсорбционной спектроскопии (ААС) на величину аналитического сигнала существенна влияют гетерогенные взаимодействия определяемого элементами его соединений с газами атмосферы и материалом печи сланные газофазные реакции, р а з личия в летучести и термической устойчивости соединений определяемого элемента и другие факторы. Все это затрудняет однозначную интерпретацию процессов атомизации различных элементов в пламенах и электротермических атомизаторах (ЭТА), особенно при использовании традиционных способов исследования .

В лаборатории физико-химического моделирования Института геохимии им.А.П.Виноградова разработан Программный комплекс Селектор (ПКС), который нашел применение Б геологии и металлургии / 2 - 3 /. С помощью П С представляется возможность рассчиК тать сложные химические равновесия и необратимую эволюцию в гетерогенных закрытых и открытых мультисистемах на основе принципа частичного равновесия. Нами П С в течение ряда лет К используется для исследования сложных физико-химических процессов в ААС .

Для построения физико-химической модели атомизации в А С А учитывались свойства и влияние аналитической атмосферы и материала атомизатора на характер сигнала атомного поглощения. Постепенно усложняя систему в рассмотрение вводились определяемые элементы, их соединения и исследовались особенности механизма атомизации в каждом отдельном случае. Созданы физико-химические модели атомизации сурьмы, теллура и алюминия при и с парении азотно- и солянокислых растворов, а также оксидов и с следуемых элементов с поверхности графитовых и металлических печей в аргонную и пропан-воздушную атмосферы, в ЭТААС, а также при распылении анализируемых соединений в пропан-воздушное пламя в пламенном варианте ААС. При изучении процесса горения пропан-воздушного пламени была составлена расчетная матрица продуктов горения газовой смеси заданного состава, дозволившая рассмотреть весь набор термодинамически вероятных в данном случае элементов и соединений, которые могут образоваться в процессе горения, что позволило избежать ошибок расчета, связанных с недоучетом тех или иных продуктов сгорания. В матрицу были введены 72 газовых, 15 жидких и 5 твердофазных компонентов /углеводороды, неорганические соединения и индивидуальные компоненты/ .

Были рассмотрены физико-химические модели горения в широком диапазоне отношений горючее-окислитель от I / I до 1/24 .

Для создания физико-химической модели агомизации элементов в расчетную матрицу включались дополнительно для:

сурьмы - 10 газовых, I жидкий, 13 твердых компонентов, теллура - 6 газовых, 2 жидких, 8 твердых компонентов, алюминия - 10 газовых, 2 явдких, 9 твердых компонентов .

Показана важная роль атмосферы при атомизации исследуемых элементов. Особенно сильное влияние оказывало соотношение С/0 в исходном химическом составе системы .

Так, например, яри восстановительном реякме горения пропанвоздушного пламени механизм атомизация сурьмы и т&ъцура при введении этих элементов в виде оксидов мокет быть представлен в виде:

Sb b 0,3 (тв.)- $ЪЦ (г) - 5Ъ2 (г) - SbO (г) - Sb (г) Те 0г (тв) — Те (тв) — Те 2 (г) — Те \г) При переходе к окислительным и стехиометркческиы условиям доминирующим процессом будет испарение твердофазных оксидов с последующей термической диссоциацией ло схеме:

SbeO,з(TBJ — Sb 2 0^ (тв) -^ Sb 2 O 3 (тв)—5Ъ0(г) — Sb (г) Установлено, что на механизм атомизации существенное влияние оказывает материал подложки.

Так, например, при термической обработке AloOg П Р И испарении его в атмосферу аргона с платиновой лодочки процесс атомизации происходит до схеме:

Аг*ОзТ/ж —АШ(*) — А Ш В то время, как при испарении АТдОз с поверхности графита в условиях близким к стехиометрическим /АТ^Оз+ЗС/ процесс атэмизации будет идти по схеме:

Причем атомарный алюминий может образовываться по термодинамическим предполагаемым реакциям:

АЦ С5|тв) + А1 2 0 3 (ж) -*- F AI (г) + 3 СО [г) A U C 3 ( T B ) — 4 41(г) + 5 С (тв) .

Подобный вывод можно сделать по изменению химического состава соответствующих компонентов мультисисгемы .

Физико-химическое моделирование позволило понять природу сложных сигналов атомного поглощения исследуемых элементов .

обусловленную различными реакциями, зависящими от условий испарения элементов .

Полученные данные, там где это было возможно осуществить, сравнивались с результатами экспериментальных исследований, проведенных нами совместно с В.И.Меньшиковым на приставке печь-пламя к атомно-абсорбционной установке фирмы Леркин-Эмлер. По способу, описанному в /4/ изучалось испарение различных соединений сурьмы, теллура и алюминия с поверхности ЭТА. Результаты расчетов, выполненных на Э М хорошо согВ ласуются с экспериментом .

Таким образом, физико-химическое моделирование на Э М с В использованием Программного комплекса "Селектор" явилось эффективным средством для исследования процессов испарения и атомизации элементов в ААС. По-видимому, дальнейшее применение метода может внести существенный вклад в совершенствование ж развитие теоретических основ эмиссионного и атомно-абсорбционного спектрального анализов .

ЛИТЕРАТУРА

1. Новые методы спектрального анализа, Наука, Новосибирск, 1983, с.195 .

2. Карпов, И.К. Физико-химическое моделирование на Э М в В геохимии, - Наука, Новосибирск, 1981, с.348 .

3. Казьмин,Л.А., Халиулина О.А., Карпов И.К. - В кн. Алгоритмы и программы., Москва, ВВИИТИ, 1975, Бюллетень Je 3, П.001353, с.18-19 .

4. Меньшиков,В.И., Воробьева С Б., Цыханский В.Д. - Дурнал аналитической химии, 1984, т.39, вып.4, с.591-597 .

–  –  –

P. Oadov Zentralinatltut fur Elektronenphyslk der AdW der DDR, Hausvogtelplatz 5-7, DDR-1086 Berlin A rotating arc tc plasma system has been developed and evaluated as an stpsctroscoplc excitation source for analytical atomic spectroskopy .

It operates by forcing a d.c arc to rotate reproducibly on the surface of a graphite anode tube using a homogeneous magnetic field / 1 /. The sample cup on a rod Isolated from the anode tube and heated thermlcally .

This system Is able to vary the vaporization of the different samples into the plasma using the same parameters of the d.c arc Several vaporisation conditions are obtained if the cup containing the sample Is set at the height that Is Identical or different to that of the top of the anode tube. The vaporization- time behaviour of the examined analytes In several matrices was been Investigated and compared with the results of a d.c arc using homogeneous magnetic field and a dire» vaporization of the sample from the anode electrode 111 .

The simple design of this device is demonstrated sai «he parameters affecting Its analytical performance are evaluated and given .

Some experimental and analytical conditions for optimum trace analysis In several matrices are presented .

REFERENCES

i.Kranz,E., Beltrige am der Plasmapbrslk,22(19e2),221 .

2.Gadow,P., Matschat R., Klewe M., Euroanalysls V, Crakow,1984, p. 103 .

АСГРОСЦЕКГРОСЮШЯ С ШСОКА ДЖЖРСИЯ Ь НЕБ

Б. X. Ковачев ССА с КАО при БАН, София 1784, бул.Ленин 72 Астроспектроскопията с висока дисперсия е найч5огатият и основен източник за получаване на информация свързана с физическата картина и химическия състав на звездите. Б днешно време спектралният диапазон ка наблюдения е разширен с помощта на извънземни средства в целия електромагнитен спектър на излъчване. За земните наблюдения остават както и в миналото прозорците в атмосфера на оптическата и близка о ултравиолетова (до 3200 А) и инфрачервена области, както и на вълни Е радиодиапазона .

Несъмнено, оптическите наблюдения продъллават да имат най-голямо относително тегло и работата в големите обсерватории още повечето с използването на модерни светопряемющи^ще продължава. Е наше Бреме се работи интензивно за изграждането на нови големи наземни обсерватория, оборудвани с мощни оптически телескопи .

При изграждане на инструменталната база на Националната астрономическа обсерватория и поръчката на 2-метровия телескоп със спектрографите към него от авторът бяха положени необходимите усилия за решаване на въпросите свързани с обезпечаване на изпълнението на задачи в областта на астроспектроскопията с висока дисперсия .

За разлика от конструираните до тогава Куде спектрографи към 2-метровите телескопи, изготвенк от Народното предприятие "Карл Цайс - Йена" бе изработен нов проект за Кудеспектрограф, който по-пълно де. използва възможностите на оптиката на телескопа. За тази цел, в него бяха предложени и реализирани в последствие: втори колиматор за по-широк сноп светлина е диаметър 30 ст({ = 10800tnw), който да позволи, наред с увеличения от 15 на 20 с м ( = 7100*м».«) диаметър на първия колиматор, използването на no-големи по размери дифракщюнни решетки с размери 300 х 350 W9V. Решетките бяха подбрани за покриване на възмолоште вълнови интервали с кай-висока ефективност на интензитети и дисперсии и поръчката им направена в TOLS (Ленинград) и ф;:ръ:ата Бауш и Ломб (САЩ). Решетките са с 1200 и 632 итркга на глилжетър .

Спектрографа бе снабден и с холографска решетка с 1200 штриха/%вк доставена от фирмата Жобея Ивок. Еяха предложени и реализирани нова система камери разполог-хенк на една к съца оптична 'с поставяни в работен реакл чрез ЪГЛСУО завъртане на 120°, позволяващи да се работи с дисперсии 2 Г 1; 4 ? 2 ; 9 о и 18 А/чм-щ.. По-точно; данните за оптиката на 1^де спектрографа към RCC огледалния телескоп в.I Q са свързан1: с

-A оптиката ка 2-й телескоп (главно огледало ф 2000чищ, относително отвърстие на Куде-системага 1:35) са следните (С .

, 1976)!200^v»l колиматор за 450 *»* камера н ЗС0*«»ч колшатор за каме1ж с фокусни разстояния 875 Улчм и 1900

–  –  –

съответно 90, 240 и 400 tym*Спектрографа е снабден с група филтри за разделение на порядъците на решетките и два дерота# тора за звездата на процепа и фотогида, които компенсират въртенето на полето. Разполагал* с автоматичен разширител до височина на процепа от 0,02 мм до 3,0 %/ЬЦ Изображението на процепа е 2,8 п/цн Автоматичния гид е предвиден да използва до А% от светлината на обекта. За спектрографа бе поръчана изцяло квардоьа оптика за обезпечаване на работата му в ултравиолео товата област (до 3200 А ). Тъмното помещение на Еуде спектрографа е снабдено с терморегулация, поддържаща в него температура 20°С. Спектъра за сравнение дава достатъчно линии в о експонираните спектрални области с ря1ка (полуширина 0^07 А) и симетрична форма, което позволява и успешна работа за измерване на лъчеви скорости и дължини на вълни .

Изпитанията извършени в НАО на оптиката на 2-м телескоп и Куде спектрографа показаха високото качество на спектрографа. Тук може да се отбележи доброто фокусиране на полето

- 100$ за камера 3 и към 75$ за камери 1 и 2. При използване на дребнозърнеста емулсия и ширина на процепа 0,02 «О» в о о областта 3500 А визуално се разделят линии с*Л*0,04 А .

Проблеми възникнаха единствено с автоматичната експозиция .

Калибровката бе изправена в сравнение с първоначалния й вид и съдържа 8 степени. Граничните звездни величини при умерено дълги експозиции и сравнително добри атмосферни условия бяха о * о "»i съответно: 4.2 А/ищ - 6 (Ш-та камера); 9 kfamt - 7^5 0 ** (II камера) я 18 к/*"* - 9^5 (I камера) при използване на Кодак-плаки .

С помощта на хиперсенсибилизация във водородна атмосфера на използваните в НАО Кодак-плаки чувствителността им дава повишение средно с една звездна величина га всички камео ри. Това означава, че за изследване с дисперсия 4,2 A/**t в НАО са достъпни към 15000 звезди. Качеството на спектрограмите получавани в НАО с Куде-слектрографа е високо и позволява да се извършват измервания на лъчеви скорости, определяне на еквивалентни широчини и профили на спектралните линия с голяма точност и прецизност .

За изминалите 5 години от официалното откриване на НАЙ с Куде-спектрографа към 2-м телескоп бяха получени над 320 спектрограми на звезди в първа камера, над 2760 във ьтора камера и над 610 в Ш - т а камера. Някои от тези спектрограми са получени при качество на изображението Z.1", а средно наблвденията са извършвани при образ на звездата около 2-2f5 .

Нека споменем, че Куде-спектрографа на 2-м телескоп на НАО е снабден и с ахроматичен зееманов анализатор, аналогичен на анализатора на 6-м телескоп в Специалната астрофизяческа обсерватория (Найденов, Чунтонов, 1976), В програмата на обсерваторията за наблюдения д изследвания на звезди с помощта на спектрограми с висока дисперсия влизат: пекулярни Ар я А*-звезди, Be-звезди, хелиеви звезди, звезди с богато съдържание на тежки елементи, слектралнодвойни, симбиотични я катаклизмични звезди, свръхгиганти, членове на трапеция, червени джуджета, цефеида и др .

Във всяка една от тези групи звезда ние шаме нови интересни резултати. Към тях се отнасят: откриването на тънка структура на абсорбционните линии в спектъра на класическата звезда свърхгугант с разиирена атмосфера и изтичане на вещество Р СчацЛ ; уникален спектроскопичен материал за скмбиотичната звезда СН Сцо-я.;, обхващащ момента на. нейното затъмнение;

спектри на сшбкотичната звезда AG- Peoasi и откриването на нов период от 57 дни при нея; откриването на увеличено съдържание на уран в 73 /гъсо'к1$,{съвместна работа с Кримската астрофизическа обсерватория и синхронни наблвдения в НАО и от космическата станция "Астрон"). Наблюдения на 3 и \С*СацСоь*сц*ш с редица Бе-звезди като: 59 C^a^i финна структура в спектъра а др .

С резултати получени пс пътя ка наблкщенията и изследванията на звездни спектри с висока дисперсия в НАО за изясняване на физическите условия и химическия състав в звездни атмосфери, българските астрономи постигнаха ^iнoгo добри резултати, а техническите възможности на обсерваторията за тази цел се явяват популярен притегателен център за много специалисти, работещи в тази област в чужбина .

–  –  –

The most universal method for quantitative electron probe microanalysis is the so-called ZAF-correction method. But it's very complex for program development, that's why the empirical correction methods are usually used for this purpose /1,2/. In 1983 a new application program for high-speed semiquantitative analysis (without corrections) was published / 3 /. Our aim was to continue this work and to receive a complete scheme and program for high-speed quantitative analysis on the base of new determing of the ZAP-corrections .

THEORY

All schemes for earring out quantitative analysis consist of experimental part - the measured intensities from specimen and standard, and correction part - the connection between intensities and concentration. "High-speed" from / 3 / means quantitative analysis without measuring the standards. We perform, as in / 3 /, the characteristic Xray intensities of pure elements (standards) as a system of equations having the atomic number Z or wavelength A as a function. This was made for different analyzing crystals and accelerating voltages-fig.1 .

–  –  –

The relations - fig.1 are in the form of: I « a t - U + c?i +d/^ +.. .

obtained by use of the least square method .

The next step is correction calculations - step between semiquantitative and quantitative analysis. To receive ZAF-corrections in appropriate form we proceeded as follows. Instead of the atomic number correction f.(Z) by Duncumb and Reed / 4 / we used the ratio of absorbed electron currents from.specimen and pure element. We came to that in the course of our work about thin film measurements, concerning the substrate correction /5,6/. This ratio doesn't depend on accelerating voltage and it's in a good agreement with f.(Z) at an ace.volt. 20 kV .

On the basis of this connection we received an expression for f,(Z) at

different accelerating voltages U:

–  –  –

In this case we needn't know the composition of the specimen in order to calculate * A ( Z ), as by / 4 /. It's necessary to define the composition of the specimen for calculating the absorbed correction f,() by Philibert / 7 / also. This problem was overcome by the help of the second measurement at the other accelerating voltage. As a result a system

of two equations was obtained:

where R. and B- include the experimental and theoretical data for analytical element at two accelerating voltages, ?*y*ty) and ?2 (/*/?) are absorption function of the specimen, according to Philibert /7/ .

Thus, by use of the preliminary calculated functions **(/•/) end p * (iij? ) and their ratio, expressed in analytical form (on the base of Colby's tables /8/), we could receive the concentration Сд corrected for atomic number and absorption. The fluorescent effecs occur rarely, but when it's necessary the correction is made on the base of the above results for concentrations, using the graphical expressions of the tabulated data /8/ .

PROGRAM

The program for quantitative electron probe microanalysis, using the BASIC language, has been developed for microcomputer - flg.3 .

–  –  –

1 g 3 « The program for quantitative analysia The input data are: atomic number of the analytical «lament, it'a own absorption functions and intensities (from preliminary program), measured intensities from the specimen and absorbed electron current from the specimen and base pure element at two accelerating voltages .

The result la: concentration of the analytical element. The massabsorption coefficient of the specimen (for the analytical line) is also obtained, which is very important in many pases .

–  –  –

It was confirmed by the analysis of different specimens. The accuracy of the results corresponds to the exactness of ZAF-correction method. It's necessary to get precise measurements, because the influence of the experimental error on the final result of this complex program is grater (at about 2 times) .

CONCLUSION

This program has been developed by combination of nonstandard measurement and new determing of ZAF-corrections. The very advantage is the possibility to achive the high-speed quantitative results for all of the measured elements, which may occur in a complex (unknown) matrix .

REPERBHCBS

11. Ziebold, Т.О. and Ogilvie, R.E.: Anal.Chem.,36/1964/, p.322 .

2. Вепсе, A.B. and Albee, A.L.: J.Geol.,76/1968/, p.382 .

3. Ono, У.: JBOL news, 21Б /1983/, 1, p.9 .

4. Duncumb, P. and Reed, S.i NBS, Spec.publ.,298/1968/, p.133 .

5. Metchenov, G.: Comt.rend.Acad.bulg.Sci.,33/1980/, p.773 .

6. Metchenov, G.: Comt.rend.Acad.bulg.Sci.,35/1982/, p.171 .

7. Philibert, C : X-ray optics and X-ray microanalysis, N.Y. Acad .

Pre«e, 3/1963/, P.379 .

8. Colby, J.: The electron microprobe, New York, /1966/, p.95 .

–  –  –

Guided-wave optics is a new technique for precise determination of the optical properties of thin dielectric films formed on substrates of lower refractive index. Knowledge of refractive index and absorption coefficient is very important in the case of thin films intended for optical applications .

Investigation of losses is necessary in manufacturing of high quality films for integrated optics. Information about band structure and defect states is espacially useful for studying semiconductor thin films in microelectronics .

To apply this technique the thin film should support guided modes. Till now lightguiding has been demonstrated on vacuum deposited films, on films obtained by thermal diffusion of metal into ferroelecytic crystals, ion-exchaned glass, semiconductor materials etc .

MeasurmeutB of refractive index and film thickness

–  –  –

Fitting the data with well known theoretical expressions it is possible to estimate the rms amplitude of the film surface roughness .

The waveguiding experiment has the advantage of a long interaction length ( of the order of centimeters ) between the beam and the material. This allows us to detect absorption coefficients as low as 5«1° em and Raman scattering of very thin layers. Thus the technique can be very useful for spectroscopic investigations. Some interesting results concerning semiconductor heterostructures, liquid films and oriented long chain organic molecules thin films have been reported .

After a long ion-exchange process the Ag - glass films investigated by us were found to become slightly yellowish colou

–  –  –

D. F. Sermin

APPLIED RESEARCH LABORATORIES, CH-1024 ECUBLENS

The inductively coupled plasma is now well established as an excitation source for optical emission spectrometry. Its main advantages are its relative freedom from matrix effects and its extended linear response Its main disadvantage is that the samples to be analysed must be in the form of a solution. Thus when the analysis of complex metal alloys is required much time and effort are spent putting the samples into solution .

The author will describe the development of a technique whereby an aerosol of the sample is generated by a sparking technique. The aerosol thus formed is then swept from the spark discharge region by a stream of argon, directly into a conventional ICP torch .

The technique can be applied to all. types o conductive metal samples. The sample preparation is similar to tnat used for conventional analysis and the total analytical time is less than one minute per sample .

Instrumental precision and detection limits are similar to those obtained with conventional spark analysis. However matrix effects are much reduced and calibration curves are much more linear. The linearity is such that the same spectrum line can be used to determine an element at the trace level ( 0.01 %) and at high concentrations Г- 30 ' ) .

»

The author will illustrate the usefulness of the technique by presenting performance data on low and high alloy steels, cast irons and aluminium alloys .

–  –  –

Разработено е програмно осигуряване за ансамблово сумиране на сигнали, получени при инжекционно дозиране на течни микропроби в атомно-абсорбционната спектроскопия .

При ансамблово усредняване на 16 реализации е постигнато четирикратно понижение границата на откриване на елементите в резултат на подобряване на възпроизводимостта. Това е илюстрирано на примера на следните елементи : Cd, М*, К Г, Аа. h, Р, ?е, S e и ц а .

Изложеното послужи, като алгоритъм за създаване на програмен пакет Атомно Спектроскопски Оптимизиращи Сумираща и Преизчисляваща програми -А$0Рлредназначен за обработка на сигнали в ААС. С негова помощ могат да се оптимизират апаратурните параметри при ААС анализа.А$0$ служи за автоматичен режим на работа при рутинен анализ. Позволява също, допълнителна обработка на сигнали, посредством създаване на нова базова линия. Приложението на4ЗД е илюстрирано при определяне границите на откриване на : Аа, As, Адо,, В{, Су, ?е»

СД. Мм, Nt', ±, P B. S 6, Se.. Т е в присъствие на 5 О - С ^ в графитова пещ със Зееманова корекция .

НЕЛИНЕЙНАЯ СПЕКТР0СГО1ШЯ АВТОЮНИЗАЩЮННЫХ СОСТОЯНИЙ

С И. Геллер Институт физики им.Л.В.Киренского Сибирского отделения АН СССР, 6600Э6, Красноярск, СССР Развитие методов нелинейной спектроскопии открыло новые возможности исследования автоионизационных состояний атомов и молекул. В настоящее время значительные успехи достигнуты в изучении автоионизационных состояний методом многофотонного ступенчатого возбуждения атомов [ I - 4 J. Однако, в отличие от реэонансов в дискретном спектре, автоионизационные р е з о нансы (АР) представляют результат интерференции дискретных состояний с непрерывным спектром (континуумом) и имеют характерную асимметричную форму. При этом форма резонанса для о д ного и того же автоионизационного уровня, как правило, оказывается зависящей от того, с какого уровня дискретного спектра он наблюдается и каков механизм процесса этого наблюдения [ б ] .

Поэтому для получения наиболее полной информация о б автоионизационных состояниях необходимо сочетание различных методов исследования АР. В связи с этим применение методов активной спектроскопии комбинационного рассеяния света (АСКР) \Ь~\ о т крывает новые возможности спектроскопии автоионизационных с о стояний. Кроме т о г о, многофотонные процессы содержат большую информацию о б АР и позволяют изучать состояния, недоступные в силу правил отбора методам линейной спектроскопия .

В настоящей работе проведено исследование и сопоставление двух вариантов АСКР: поляризационной двухфотонной спектроскопии и нелинейного вычитания частот применительно к автоионизационным состояниям .

Воэможность поляриэационной спектроскопия АР связана со следующим. Воздействие на газ иля пары металлов сильного циркулярно поляризованного излучения может приводить к гиротропия среды по отношению к пробному излучению. Если пробное излучение на входе в среду было линейно поляризованным, то на выходе из среды длиной L излучение приобретает эллиптичность CL и поворот плоскости поляризации G.

Тогда интенсивность излучения з а скрещенными поляризаторами определяется выражением:

где оС - показатель поглощения, &0 - начальный угол поворота анализатора поляризации, 1О - интенсивность излучения на входе среды. Величины Х и в определяются разностью восприимчивостей Х± среды для правой и левой циркулярных компонент пробного излучения. Величина Х + - Ж - меняет знак при изменении поляризации сильного (индуцирующего) излучения на противоположную. Поэтому разность соответствующих измерений будет определяться только величинами Qo и & :

Дисперсия угла поворота & плоскости поляризации содержит информацию о резонансах вещества, дающих вклад в оптическую анизотропию, что может быть использовано для спектроскопии. Экспериментально этот метод был реализован при исследовании индуцированных импульсным лазерным излучением автоионизационно-подобных резонансов в континууме паров цезия и натрия [ 5, 7 ] .

Рассмотрим двухфотонный процесс, когда сумма частот сильного и пробного ( 0J и С00соответственно) излучений близка к резонансу с переходом между основным состоянием Q и автоионизационным ч).

Тогда, если основной вклад в ~% дает только один промежуточный уровень Ц, то с использованием формул из [5,б]получаем в где Р - степень интерференции каналов распада с уровней У1 и V ; X - интенсивность индуцирующего излучения; % - параметр Фано линии АР; ос - нормированная на ширину АР отстройка суммы частот от автоионизационного уровня; Фк - коэффициенты разложения по неприводимым тензорным представлениям, зависящие от полных моментов 3$, Зп и Л уровней:

Величина & в ( I ) не зависит от ширины АР, а интенсивность!

ограничена только критерием теории возмущений, который дает Вт/см^. Частотная зависимость 9 содержит информацию о форме и ширине АР .

В силу правил отбора данный метод распространяется на автоиониэационные состояния с той же четностью, что и основное состояние атома. В случае щелочноземельных элементов Са., Sr • 6а известны низколежащие автоионизационные состояния, и для их спектроскопии достаточно использовать излучения лазеров видимого диапазона. Для этих элементов ^ =0, J h = I, и в (I) отличны от нуля только члены с К = ЛУ, что облегчает идентификацию уровней .

Другую возможность спектроскопии АР дает метод нелинейного вычитания частот. Нелинейные процессы типа сО^со^о^-с»^ и aft=4k4-k2 зависят от промежуточных резонансов и могут быть использованы для спектроскопии. В случае промежуточных

АР спектр генерируемого излучения, определяемый квадратом модуля нелинейной восприимчивости %, содержит все характеристики АР:

где Xg. и %с~ резонансные и нерезонансные части восприимчивости, X - нормированная отстройка суммы частот от промежуточного резонанса с автоиониэационным состоянием, Q. - определяется комбинацией фундаментальных параметров АР. В отличие от некогерентных методов, данный метод не требует интенсивных излучений и детального знания распределения поля излучения в среде. Кроме того, условия волнового синхронизма оказываются не зависящими от параметров АР, что значительно облегчает наблюдение спектра .

Процессы нелинейного вычитания частот позволяют исследовать достаточно высоколежащие АР, используя излучение лазеров видимого диапазона. Например, с помощью излучений лазеров на красителях возможна четырех- и шестиволновая спектроскопия автоионизационных состояний конфигураций bihd и 5cthS атома Ва, и имею сходящихся к ионизационным пределам Ь& 2 Ф З А И ^ % ' - ~ щих ту же четность, что к основное состояние .

В отличие от многофотонной ступенчатой автоионизации, рассмотренные методы не связаны с регистрацией продуктов ионизации и не требуют применения атомных пучков. Кроме того, не требуются одшфотонные резонанси излучения со средой, что значительно расширяет практическое использование методов .

ЛИТЕРАТУРА

1. Беков,Г.И., Видолова-Ангелова Е.Н., Иванов Л.Н., Летохов B.C., Мишин В.И. ЖЭТФ, 80 (1981),86б .

2. Wynne,J.J., Hermann J.P. Opt.Lett., (1979),106 .

3. Safinya,K.A., Gallagher Т.P. Phye.Rev.Lett., 2 (1979),1239 .

4. Kachru,R., Van Linden, Van den Heuvell H.B., Gallagher T.P. Phys.Rev.A, 21 (1985)T7OO .

5. Геллер, С И., Попов А.К. Лазерное индуцирование нелинейных резонансов в сплошных спектрах. Новосибирск, Науке, 1961 .

6. АхмановгС.А., Коротеев Н.И. Методы нелинейной оптики в спектроскопии рассеяния света. М., 1961 .

7. Димов, С. С, Павлов Л.И., Геллер С И., Попов А.К .

Квантовая электроника, 10 (1983),1635 .

–  –  –

Interaction of the i n t e n s i v e l a e e r l i g n t with metal vapors or gases l e a d s t o a change of the spectral c h a r a c t e r i s t i c s of atoms when some new nonlinear resonances ai^ear* Heal autolonizlng s t a t e s are character only for some 11mltea number of elements [ i l. A method t o induce an autotonlzlng-liJce resonance i n an arbitrary range of the continuum i s ^ro^osed and theory i s given i n [ 2 j. The Induced quasil e v e l s may cause an enhancement of the e f f i c i e n c y of the nonlinear processes. Increasing the efficiency of the selective ste^ ionlzation of atoms by laser radiation, for instance, i s of ±ractioal Importance to laser isotope ведатаtion. Investigations of coherent l i g h t field interaction with the transitions between discrete unmodulated levels anu a continuum are new type of experiments related to epectroscopy of the continuum levels in atoms* 'inia ^a x er concern» tiie experimental methods of inducing of the l e v e l s of the Fano-ty*e in a continuum. Four-Photon frequency mixing and tnird harmonic generation in е odium valors near autoionizlng-lilce resonances are experimentally investigated. Optimizing of these processes ana some competing effects as a saturation are studied too .

Nonlinear optical s u s c e ^ t i o l l i t i e s at induced autoionizing states in atomic continuum are measured for the f i r s t time* Our experimental setuy used to the third harmonic generation a powerful laser radiation with a fixea -А± * 530 nm wavelength which inauces а resonance from the be level in sodium atoms. Tunable dye laser k)j frequency i s tripled and the third harmonic signal - - -'СЧ/ *} corresponds to the transition frequency from the ground s t a t e to some &, at^te in the continuum ( F i g. 1-a) .

–  –  –

susceptibility* Vae second cadcaue i s an interaction oX and waves according t o tne sclieme or a general two-photon Raman am^lification m the Kx (-^^-^ ! ^ | - ^ Ц ; / ~ ^ У auoce^tibility, 'i'nus, we can ^resent I, in the following expression:,

–  –  –

References

1. J.A.Armstrong, J.J.Wynne - rh.ys.Rev. L e t t., vol. 33 (1974); 1183 .

2. Tu.I.Heller, А.Б.Родот - Optics Commun., vol. 18 (1976), 449 .

3. S.S.Dimov, L.I.Pavlov et al. - Optical and quantum Electronics,

•ol. 15 (196^), 305»

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ НЕ21АСЫЩАЩЕЙСЯ ЛАЗЕРНОЙ

ВНУТРИРЕ30НАТ0РН0Й ПОЛЯРИЗАЦИОННОЙ СПЕКТРОСКОПИИ

М.В. Архипов, А.Г. Жиглинский, С В. Павлов, Н.С. Рязанов Научно- исследовательский институт физики Ленинградского университета В последнее время повысился интерес к высокочувствительным измерениям оптического вращения (ОВ). Это связано как с решением традиционных задач поляризационной спектроскопии, так и с изучением новых физических явлений, таких как несохранение чётности при электрон-нуклонных взаимодействиях в атомах /I/, двулучепреломление вакуума в магнитном поле /2/ либо в поле мощного лазерного излучения /3/ и других .

Проблема повышения пороговой чувствительности решается как в классической поляризационной спектроскопии (применение модуляционных методов /1,4,5/, многоходовых кювет /2,6/, пассивных резонаторов /7/), так и в лазерной внутриреэонаторной поляризационной спектроскопии (ЛВПС) /8,9/ (в последнем случае внесение объекта в резонатор лазера вызывает 7зменение амплитудных или поляризащонно-частотных характеристик его излучения) .

Недостаток известных методов ЛВПС состоит в существовании ограничения усиления ОВ, заложенного в самой идее метода .

Мы предлагаем строить ЛВПС Д О / на основе разработанного нами поляризационно изотропного лазера /II/. Его активная среда одинаково усиливает и не меняет любое состояние поляризации. Если в такой лазер поместить оптически активный объект и задать в начале импульса генерации линейное состояние поляризации излучения в резонаторе, то усиление ОВ будет ненаоыщающимся, т.е. пропорциональным числу проходов света через объект. Эффект ненасыщаодегося лазерного внутрирезояаторного усиления ОВ проявляется только при одновременном выполнении ряда условий /12/ .

Разработанная экспериментальная установка для ЛВПС представлена на рис.1. Рубиновый лазер типа 0IM-2Q (лазер накачки), работающий в режиме модулированной добротнооти, излучает импульс света длительностью около 40 не. Половина излучения накачивает раствор красителя вспомогательного лазера (ВЛ), который излучает на двух длинах волн с ортогональными линейными поляризациями (схема резонатора ВЛ подобна предложенной в работе /13/). Это излучение инжектируется в резонатор основного лазера (ОЛ). Другая половина излучения накачки, пройдя оптическую линию задержки (ОЛЗ), поляризационно изотропно накачивает раствор красителя (Кр) ОЛ (излучение накачки линейно поляризовано вдоль оси резонатора). Его генерация развивается не из неполяриэованного спонтанного излучения, а из инжектированного (инициирующего) излучения на двух длинах волн с ортогональными линейными поляризациями. В таких условиях, при однородном уширении линии усиления, активная среда оказывается поляризационно изотропной /11,12/. При многократных прохождениях света через оптически активный объект (Об), размещенный в резонаторе, должно происходить ненасыщающееся усиление ОВ. Елок регистрации (БР) измеряет поворот плоскости поляризации одной из длин волн, выделяемой интерферометром Фабри-Перо (ИЗО) .

Показанное на рис.1 размещение четвертьволновых пластинок позволило исследовать естественную оптическую активность (ОА) .

При этом фоновое ОВ за счёт наведённой ОА самокомпенсируется при повторных проходах света через резонатор. Аналогичная самокомпенсация должна происходить при исследовании наведённой ОА на фоне естественной (пластинки Л/4 при этом убираются) .

Результаты выполненных нами экспериментов представлены на рис.2 и 3. Рис.2 соответствует размещению в резонаторе ОЛ наведённой ОА (ячейка Фарадея с водой), рис.3 - естественной ОА (раствор сахара). I - ОВ при одном проходе света через объект, 2 - ОВ при ненасыщающемся лазерном внутрирезонаторном усилении. Увеличение ОВ составило 15 ± 2 раз, отношение сигнал/шум выросло на порядок. При исследовании наведённой ОА на фоне естественной самокомпенсация фонового ОВ была полной, при исследовании естественной ОА на фоне наведённой - пятикратной .

Неполная самокомпенсация фарадеевского вращения связана с неидеальностью четвертьволновых пластинок .

Предельные возможности предлагаемого метода цринцшшально ограничены спонтанным излучением активной среды. Излучение генерации ОЛ, развившееся из спонтанных переходов в активной среде, приводит к нерегулярному смещению направления преимущественных колебаний генерируемой световой волны и к постепенной деполяризации излучения. Результаты проведенных нами расчётов в рамках скоростных уравнений представлены на рис.4 и 5 .

На рис.4 представлено рассчитанное изменение среднеквадратичной величины азимута поляризации излучения (усреднено по многим импульсам генерации) с числом проходов А/ света через резонатор при разных мощностях инициирующего излучения. I - соответствует 1Сг° инициирующих фотонов, 2 - ICr, 3 - 10. На рис.5 представлена рассчитанная предельная чувствительность измерений в зависимости от длительности импульса генерации ОЛ (в числе проходов) при разных мощностях инициирующего излучения (таких же как и на рис.4). Число фотонов в резонаторе ОЛ в режиме генерации, прошедшее через объект за время жизни излучения в резонаторе, считалось равным IQ 1 5. Предполагалось значительное превышение пороговой мощности накачки .

Итак, в данной работе доказана принципиальная возможность осуществления ненасыщаицейся ЛВПС, изучены её физические основы, доказана возможность самокомпенсации фонового ОВ, показаны высокие предельные возможности предложенного метода .

Литература

1. Хриплович,И.Б. Несохранение чётности в атомных явлениях .

Наука, Москва, (1981) .

2. Iacopini,Е., Zavattini E., Phys. Lett., B85 (1979), 151 .

3. Александров,Е.Б. и др., ЖЭТФ, 8j (1985), II8I .

4. Александров,Е.Б. и др., Опт. и спектр., 4 1 (1976), 855 .

5. Бирич.Г.Н. и др., ЖЭТФ, 81 (1984), 776 .

6. Bouchiat,M.A., Pottier L., Appl. Phys., B29. (1982), 4J .

7. Rosenberg,R. et al, Appl. Opt., ] (196*), 1079 .

8. Галактионова.Н.М. и др., Письма в ЖЭТФ, 1 (1973), 507 .

9. Войтович,А.П. и др., Опт. и спектр., 5JJ (1982), 1079 .

10. Архипов М.В., Жиглинский А.Г., Павлов С В., Рязанов Н.С., А.с. i* II94I44, 1984, Бюлл. изобр. (1985), * 43 .

11. Архипов,М.В. и др., Опт. и спектр.,'59. (1985), 452 .

12. Архипов,М.В. и'др., Тез. докл. ХП Всес. конф. по КиНО, Москва (1985), 724 .

13. Winter,E. et al, Opt. Comm., 2 (1978), 87 .

Рис.1

–  –  –

О МЕХАНИЗМЕ ВОЗНИКНОВЕНИЯ ДИНАМИЧЕСКОЙ ЗАСЕЛЕННОСТИ

В УСЛОВИЯХ НЕРЕЗОНАНСНОГО ЛАЗЕРНОГО ВОЗБУВДЕНИЯ

С.А.Бахраиов,К.Н.Драбович,А.М.Коххаров,В.В.Тихоненко, П.К.Хабибуллаев 702132,Ташкент,пос.Улугбек.ИЯ* АН УэССР .

I.B настоящем сообщении излагаются результаты наших исследований, в ходе которых нами впервые был установлен конкретный физический механизм нерезонансного возбуждения атомов,приводящий к возникновение дополнительных резонансных максимумов при многофотонной ионизации в поле импульсного лазерного излучения .

Теоретическими расчетами и специально поставленными экспериментами нам удалось установить«что основную роль в этом процессе играет эффект когерентного адиабатического заселения промежуточного возбужденного состояния.Полученные результаты имеют важное значение для понимания физики возбуждения атомов и молекул и для развития методов многофотонной спектроскопии,в том числе фотоионизационной .

2.В последние годы в экспериментах по многофотонной ионизации атомов наблюдался эффект резкого увеличения выхода фотоионов в условиях,когда частота падающего излучения совпадала с частотой разрешенного перехода между двумя возбужденными состояниями (см.«например /1-3/).Такое поведение можно объяснить тем,что в процессе взаимодействия лазерного излучения с атомами происходит заселение промежуточного уровня.Однако,так как при этом частота падающего излучения была удалена от частоты перехода из основного состояния в промежуточное (отстройка от резонанса составляла от нескольких единиц до нескольких десятков см ),то речь идет,по существу,о нерезонансном возбуждении атомов.Естественно,что возникает вопрос о физическом механизме, ответственном за такое возбуждение.В результате экспериментов были исключены такие механизмы заселения как трехфотонное рассеяние и столкновительные процессы /1,3/.Утверждалось,что заселение происходит либо за счет переходов в крыле лоренцевой линии поглощения (некогерентное возбуждение),либо за счет эффектов сильного поля.Конкретизация этих эффектов не проводилась .

З.Для выяснения природы нерезонансного возбуждения атомов нами были выполнены эксперименты на установке,в которой источниками излучения служили два лазера на красителях ЛК I и ЛК 2, с временной оптической задержкой между импульсами.Длительность импульсов составляла 20 не при ширине спектра 0,25 см.Лазерное излучение направлялось в кювету с парами рубидия,содержавшую электроды для регистрации выхода фотоэлектронов.Частота лазера ЛК I - а ^ превышала частоту перехода 55-5Рз/г н а ~ 8 см, а частота излучения лазера ЛК 2 настраивалась в точный резонанс с переходом 5&ц5Ъвь.Использовались коллимированные пучки с интенсивностями1& гОкВт/см 2,!* 12,5кВт/етг.Концентрация атомов рубидия составляла/У ~ 1 0тт см ч.Таким образом,влияние 1Х столкновительных процессов было практически исключено.В экспериментах измерялся выход фотоэлектронов при различных условиях: Ппод действием только излучения лазера ЛК I (Л^) или только лазера Ж 2 (Afz); 2)при одновременном действии излучения обоих лазеров Шц); 3)в случае,когда импульс второго лазера задерживался по времени на величину at = 30 нсек H*t= 70 нсек .

В результате экспериментов установлено,что при задержке второго импульса на 30 нсек виход фотоэлектронов падает до уровня "шумов", обусловленных независимым действием излучения обоих лазеров, и сохраняется на этом уровне при больших задержках .

Отметим, что отстройка частоты второго лазера от точного резонанса с переходом 5P3fZ- ^/^дпримерно на ширину спектра излучения при лЬ = 0 приводила к резкому спаду выхода фотоэлектронов, что свидетельствует о резонансном характере процесса фотоионизации .

4.Проведенные измерения позволяют установить механизм нерезонансного возбуждения уровня -5Рз/г- Действительно, число фотоэлектронов, получаемых в процессе ионизации равно:

где Г- константа, пропорциональная сечению фотоиониэацик с уровня -5Dcfc,и з " к о н Ц е н т Р а Ц и я атомов на этом уровне, созданная действием обоих полей. Расчет с учетом немонохроматичности излучения второго лазера, приводит к формуле:

–  –  –

где TJ - время жизни уровня SUs/t* $~ ^^-it^o/^ » ^о~ время корреляции излучения лазера ЛК Z, 6-^ дипольный момент для перйхопв. SDSig"5 Pg/z * nz()'" населенность уровня -5/Vj., созданная действием излучения лазера ЛК I. Если населенность возникает в результате некогерентного нерезонансного возбуждения:

в Оц- спектральный коэфициент Эйнштейна для индуцированных переходов, Т - вреыя жизни уровня 5P$fc .

Альтернативный механизм заселения уровня Рзрт когерентное адиабатическое возбуждение перехода SS-ВРз/г., условия которого в данном случае выполняются / 4 /. При такой механизме где * 12 - дипольный момент для перехода SS-SP^/Z • о - частотная отстройка от резонанса. Из формул (I) - (4) видно, что зависимость выхода фотоэлектронов от времени задержки дЬ при некогерентном и когерентном механизмах возбуждения качественно различна. Расчеты показывают, что в условиях нашего эксперимента при задержке д ! = 30 не в случае некогерентного возбуждения А А/ уменьшается примерно в 1,5 раза. 5 случае же когерентного механизма выход резонансной ионизации падает примерно в 40 раз, что хорошо согласуется с эксперименталбными данными .

ЛИТЕРАТУРА

1.Бахрамов,С.А. и др., Квантовая электроника, (1962), 2386 .

2,Бетеров,И.М. и др., Опт. и спектр., 54 (1983),8 .

3,Бахрамов С.А. и др., Тезисы докладов XII Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике, ч.1, Москва (1985),с.268 .

4. Griehkoireky,D., Phye.Rev.A, 2 (1973), 2096 .

–  –  –

combination with the energy approach (EA) - is briefly described (&2). The method gives a possibility for calculating the position and decay probabilities of the complex atoms RS comparatively easily and very accurately. A comparison of the obtained theoretical results with our and other experimental data has been carried out (&3) .

–  –  –

tion of the outside guasiparticles 4f~, 6s or Rydberg electron nl /6/. The calculated total radiation widths of the Tm investigated stateg-rare in the interval 10' - 10 s at n= 16 and 10* - 10 s at n=50 f i.e. they vary in rather wide frames for different Rydberg series. These are also new results, which have to be experimentally verified. We do not know any experiments, in which the decay of so HERS of the rare earths are investigated. The lifetimes for some HERS of the Ba atom have been measured in /10/, and values of л-1.5 - 2.5 Ms have been obtained for n=30. These values are of the same order of magnitude as the values obtained by us .

Table 2 is a illustration of some of the obtained results on the Tm atom .

Table 2. Values .

,,x of the energies Е (in cm" 1 ) and radiation wi. Values.of dths T*(in s" ) of the 4 f ^ 2 6 s I / 2 ( 3 ) n p 3 / 2 /9/?/ Tm .

–  –  –

Investigating the rare earths' HERS, we have revealed some very interesting properties of these states named nonCoulombic ones. We regard the spectrum of a system of independent Dirac electrons moving in the Coulombic nuclear potential with Z»I as a Coulombic spectrum. The spectra of the Tm, Yb, Lu atoms and their ions differ considerably from such a Coulombic spectrum, for example, in their spectra, groups of near lying levels have been observed, and separate levels of these groups may belong to different series and correspond to different values of n. This has been repeatedly shown in our works. Moreover for different Rydberg series the quantum defect a is monotonically increasing or monotonically decreasing function of n at n —+#. The difference in the quantum defects of states with an identical electron configuration may surpass unity. The fine structure intervals of the levels exceed by several orders of magnitude the value predicted by Sommerfeld for Z«I. These obviously non-Coulombic features of the heavy atoms' spectra do not vanish at n -»*V4/ The divergence from the Coulombic model is even more essential for photo- and autoionization processes. The Coulombic model is proved not to give even a qualitatively true asymptotic dependence of these probabilities on the active Rydberg electron quantum numbers n and 1. We have observed that in Yb the intercombination transitions 6s S n —*•_ 6s6j tic effects' role in the neutral atoms is due to the non

–  –  –

4.Conclusion

In conclusion, i t can be said that the method of the

RPT with Z A used, in combination with EA, is a very perspeM ctive one for investigating the energy structure and radiation decay processes of such complex atoms as rare earth elemen t s. The method gives possibility to extract some effects and interactions giving main contribution to the investigated quantities and to take them into account already in the zero approximation. That is a guaranty for qwick divergence of the PT series. The calculation accuracy with regard to the experimental data i s about I - 2 % for the energies .

A special interest represent the observed non-Coulombic features of the atoms investigated, which exist not only in the energy structure but in the radiation processes too .

All fine effects considered which are a manifestation of the non-Coulombic properties have not an explanation in the frames of the quantum defect method usually used in the RS'anal y s i s. I t should be noted that since the non-Coulombic properties have been observed even in the frame of the one-particle approximation in our model ( allowing only for the onequasiparticle effects) these properties ar obviously not connected with the manyparticle character of the system, but with the features of the one-quasiparticle model potential of the core at small r .

–  –  –

Karl-Marx-University Leipzig, Section Chemistry, Center of Analytical Chemistry, DDR 7010 Leipzig, Talstr. 35, G.B.R .

1. Introduction The development of atomic absorption spectrometry (AAS) with electrothermal atomization (ETA) was initiated by the studies of L^vov /1/ and continued by Massmann /2/. Du» to the extraordinary good absolute detection limits (pg range) and the possibility of using microsamples, this technique has become over the last decade the leading technique for determination of individual elements - mainly metals - in the range of traces

and extreme traces* Other advantages of these technique are:

good reprcducibility (1-5 % ), wide applicability and medium costs* Because of the initially great success, systematic studies of interferences etc. were hardly carried out over the first few years. It became apparent very soon, however, that both the signals and the background were strongly affected by the matrix and the parameters of vapor generation. This leads to a poor accuracy especially for samples of complex composition .

Of particular importance is the fact that there are only temperatures up to 3,300 К in the tubes and negative temperature gradients between the sample holder and the vapor. Chemical matrix interference.causes the change of free atom concentration of the analyte by incomplete or accelerated evaporation, molecule formation and dissociation. The background is influenced by stray light, continuous emission of incompletely vaporized particles and light emission and absorption by incompletely dissociated small - mainly diatomic - molecules. In rare cases there are also matrix interference by alteration of the electron pressures. This all leads to problems in the accuracy of the method. Another disadvantage of the AAS-ETA lies in the fact, that nonmetale cannot be determined successfully .

In this publication we will deal briefly with the interference in AAS-ETA and mainly with new analytical possibilities for determination of metals and nonmetals by diatomic molecules using nonthermal excitation in electrothermal atomizers .

2. Interference in AAS with electrothermal atomization L'vov /3/ and Takeuchi /4/ and coworkers had published the first data on moleoular absorption (MA) by KI in graphite tube furnaces and tantalum ribbon atomizers. Similarly, Welz /5/ reported correlations between thermal data of substances and appearance temperatures of AA-signals. He succeeded in providing information on the mechanism of evaporation of certain salts and showing that molecules like PeCl9 etc. played a role in this process .

These papers outlined two interference variables - those affecting the signals as well as the background .

A lot of papers were published about these facts. Two survey .

publications should be remembered /6, 7/. TTT v In the course of our studies on the trace analysis in A i X i B semiconductor systems we found /8/ that, depending on the medium, very extensive MA. bands of Ga- and In-containing species occurred in graphite tube furnaces. In the presence of HC1 GaCl and InCl M. bands occurred with the peaks at 248.3 and 267.2 A nm, respectively. This molecule formation found here had a great influence on the trace analysis of In and Ga /9/. In the presence of HC1 a considerable signal depression occured, which may be ascribed to formation of the stable diatomic molecules GaCl and InCl in the vapour of the tube .

We found that the reason for the strong signal depression of Ge- and Sn-AAS in the presence of sulphuric acid could be explained by formation of the very stable GeS and SnS molecules /10/ .

To summarize, the molecule formation is of greatest significance in electrothermal atomization .

Molecules may be directly formed from the matrix components as well as from interaction of the analyte and the matrix. The former results in an increase of background, the latter in depression of the signal. For improvement of such interferences chemical additives may be used under optimal thermal conditions .

3» Quantitative determination of non-metals by molecular absorption speotrometry (MAS) in eleetrothesrmally generated vapors in graphite furnaces 3*1* General aspects Parallel and independent studies on the use of electrothermally heated graphite tube furnaoes for the determination of non-metals by MAS using diatomic molecules were undertaken: in our laboratory and In those of Haraguchi and Fuwa /T1-17/. By analogy with the abbreviation AAS-ETA the abbreviation MAS-STB (molecular absorption spectrometry with electrothermal evaporation) was introduced by ue /18/ .

3*2« Procedure The procedure is extremly simple with this technique. The sample solution containing the ion (anion X) to be determined is mixed with an added substance (If) with which this torn forms «table diatomic molecules (MX). Microvolumes of these solutions are introduced into the graphite tube furnace. After dosage the normal controlled programme of electrothermal heating ensuest dry phase - ash phase - evaporation phase (here better than "atomization phase" as in AAS). In the last phase the molecules are generated and the MA nay be measured .

–  –  –

4. Quantitative determination of metals by furnace atomic nonthermal excitation spectrometry (PANES) and of nonmetals by molecular nonthermal excitation spectrometry (HONES) in electrothermally heated vapours

4.1 General aspects A nonthermal excitation technique was developed in recent years by Falk et al. (19,20) for determination of free atoms at low pressures. They used a graphite tube furnace as in AAS, but after the dryinf and the ashing phase the system was evacuated and then filled with argon at low pressure. An electrical glow discharge ( The graphite tube aots ae a hollow cathode) excited the atoms which were formed in the atomization phase. The technique is called FAKES (furnace nonthermal excitation spectrometry) .

We investigated the analytical possibility of such a system for the determination of metals and developed the new technique MONES (molecular nonthermal excitation spectrometry) for the determination of nonmetals using diatomic molecules generated in the FANES atomizer .

4.2 Procedure The procedure is generally the same as described in 3.2. Microvolumes of solutions (for FABES without, for MONES with additive) are introduced into the graphit tube. After dosage the controlled programme of heating and evacuating ensues: dry phase and ash phase at normal pressure, evacuating phase (about 10 s) argon filling phase (pressure between 5 and 20 Torr). These two phases are combined with a second ash phase.. Sear the end of argon flllig phase at stable pressure the glow discharge is generated and burns for stabilization about 3 - 5 a. Then the ato mization/evaporation phase begins. During the last phase the atoms and molecules are generated and evaporated, fihey are excited by free electrons.and metastable argon atoms. The emission signal is measured at appropriate wave lengths. The generation and evaporation of atoms and molecules is very fast. Therefore the emission signal is very short (0.T - 0.3 s ). After the evaporation phase the glow discharge is finished and a cleaning phase at high temperatures follows. After cooling the system opens automatically. The duration of the whole cycle is similar to that of AAS-ETA (about 1 - 2 min) .

4.3 Analytical results of PANES and MONES The analytical results of some metals are shown in table Z, All results are better than in AAS-ETA and additionally the method has multielemental character. The characterization of the transitions tested and the analytical results of MORES obtained are shown in table 3. In comparison to MAS (see table 1) better detection limits were obtained .

–  –  –

6. Conclusion Г. AAS-B1A, PAHES(ETA), LAPS-ETA can be used for determination of traces of metals .

2. Main advantages ares AAS - most simple and good detection limts; FANES - multielemental method and better detection li mit»; LAPS - best detection limits .

3. MAS-ETB, MOSBS(ETE), LAMOPS-M» can be used for determination of traces of nonroetals .

4. Main advantages are: MAS - most simple, multielemental method and good detection limits; MONES - multielemental method and better detection limits; LAMOPS - best detection lmits .

References

1. L'vov, B.V., Spectrochim. Acta, 17, 761 (1961) .

2. Massmann, H., Spectrochim. Acta, 23B, 215 (1968) .

3. L'vov, B.V. Spectrochim. Acta, 24 B, 53 (1969) .

4. Takeuchi, Т., Yanagisawa, M., Suzuki, M., Talanta, 19,465 (t972) .

5. Welz, В., Proc. 17th Coll. Spectrosc. Intern. Pirenze 1967 .

6. Dittrich, K., Progr. Anal. At. Spectrosc., 3,209 (1i980) .

7. Dittrich, K. CRC Crit. Rev. Anal. Chem., 16, 223 (T986) .

8. Dittrich, K. Talanta, 24, 725, (1977) .

9. Dittrich, K. Talanta, 24, 735, (1977) .

10. Dittrich, K. Mandry, R., Mothes, W., Yudelevich I.G., Analyst, 110 169 (1985) .

11. Tsunoda, K., Pujiwara, K., Puna, K., Anal. Chem., 49, 2035, (1977) .

12. Tsunoda, K., Pujiwara, K., Puwa, K., Anal. Chem., 50* 861, (1978) .

13. Tsunoda, K., Chiba, K., Haraguchi, H., Puwa, K., Anal .

Chem., 51, 2059 (1979) .

14. Chiba, K., Tsunoda, K., Haraguchi, H., Puwa, K., Anal .

Chem., 52, 1582 (1980) .

15. Tsunoda, K., Chiba, K., Haraguchi, E., Chakrabarti, C.L., Puwa, K., Can. J. Spectrosc., 27, 94 (1982) .

16. Takatsu A., Chiba, K., Ozaki, M., Puwa, K., Haraguchi, H., Spectrochim. Acta, 39 B, 315 (1984) .

17. Tsunoda, K., Haraguohi, H., Puwa, K., Spectrochim. Acta .

35 B, 715 (1980) .

18. Dittrich, K.. Wiss. Z. Karl-Marx-Univ. Leipzig, Math. Nat .

R., 28, 365 (1979) .

19. Palk. H. Hoffmann, В., LUdke, Ch., Presenius* Z. anal. Chem .

307, 362 (198Г) 20* Palk. H., Hoffmann, E., LUdke, Ch., Spectrochim. Acta, 36 B,

21. Bolshov, M.A., Zybin, V., Smirenkina, K., Spectrochim. Acta .

36 B, 1143, (1981) .

22. Dittrich, K., Stark, H.J., J.Anal. At. Spectr., in press .

23. Dittrich, K., Haniach, В., Stark, H.J., Presenius' Z. Anal .

Chem., in press .

–  –  –

В работата се прави преглед к а методите, техниката в резултатите он изследванията на бързи процеси със средствата на атомната спектроскопия. Особенно внимание е отделено на изследването на мощни"импулсни разряди и лазерни източници. Представени са резул»татите от спектрохроноградеки, еквиденситометрични, холографски, рефрактометричнв и д р. изследвания във функции на времето и п р о с транството при споменатите светлинни източници. Получените моментни и локални стойности на плазченните параяё'ри с а съпоставени с интегралните такива. Показано е, че пространственно-временните изследвания на различните светлинни източници дават далеч по пълна и реална престава за протичането на процесите п плазмата и могат да намерят много полезни приложения в практиката накто при спектрофизичните, така и при решаването на спектроаналятнчните проблеми. Специално внимание е отделено на използуването на нови детектори и автоматизирани копютеризирани системи от типа на оптически многоканални анализатори /ОМА и АСА/ за пространственно временни спектрални изследвания на бързи процеси. Възможностите з а комбинираното използуване на свърхскоростни регистратори с временно разделяне до около 1 0 " с е к. с ръзлични спектрални а п а рати е също дискутирано. Разгледани са освен това и възможностите на пикосекундната спектроскопия с висока разделителна способност .

ЛИТЕРАТУРА: A.J?rerocr",^.Saari,IEEE,19,622 (19S3) .

–  –  –

ADVANCES IN METAL-BASKD ELECTROTHERMAL ATOMIZERS

V.Sychra, D.Kolihova, R.Hlavac and J.Dolezal, P.Puschel and Z.Formanek* „ H.Ortner** Institute of Chemical Technology, Department of AAS, 166 28 Prague 6, Czechoslovakia x Research Institute for Brown Coal, 434 37 Most, Cz ecnoslovakia xx Metallwerk Plansее, Reutte, A-6600 Austria Graphite furnace AAS and tungsten furnace AAS are compared with respect to sensitivity, interferences, lifetime of the atomizer, reactivity to various analytes and/ or matrices, mechanism o atomization and instrumental response factors .

Means for overcoming some limitations in use of the tungsten furnace are suggested .

Different techniques to achieve isothermal atomization in a tungsten furnace electrothermal atomizer WETA-82 will be shown ana evaluated with regard to analyte sensitivity and matrix interferences. These techniques include /1/ very fast heating of the atomizer walls,/ii/ tungsten platform technique, /iii/ the utilization of so called "autoplatform effect" caused by different heating rate of individual parts of a specially designed tungsten furnace, /iiii/ the use of a "cold" or reslstively heated tungsten /metal/ loop as a sample carrier. Problems involved with the application of the above techniques will be discussed .

–  –  –

Recently thp energy-dispersive л-ray fluorescence t",TXRF) elenental analysis has gained wide acceptance owing to its rapid simultaneous nvalti-e lenient capabilities and its simplicity .

parallel to the introduction of the semi-conductor detectors w ith high resolution, bringing development at a leap of the ГТХ ? ?

with the increase of the sensitivity in a decay, a new direction for the progress and future development of this method gave its conjunction with the microprocess technique. The micro-computer as a constituent part of the E7VR? equipment increases the precision and reliability of the analysis. It gives the possibility to use mathematical methods for treatment of the spectra and for inter element effect correction .

This paper proposes a report on the practical application of the EDXRP method for analysis of non-feroua metals in alloys using computerized system and mathematical model for inter- element effects correction .

–  –  –

59.6 Kev and Ко K^-line with energy of 17.44 Kev. That allows a wide range of elements to be excited at one and the same time without mechanical operations which may spoil the reproducibility of the measurements .

2. Serri-conductor detector Si(Id) with an area of 80 mm, energy resolution 135 eV at 5.9 KeV line of Mn .

3. Spectroscopic tract that includes:

a) high voltage power supply 0-2000 V, fine adjustable;

b) spectroscopic amplifier with gain 10-1500, shaping times 2,3,6,10 m s;

c) ADC - Wilkinson 100 KH" 2048 or 1024 data channel;

d) controller for ADC with direct memory access .

4. 8-byte Personal Computer PRAVETS-83 with the following possibilitiess5 M inch disk driver, 48 К Bvts RAM » black or white monitor,S.disk RAM and 64 К ИРИСИ. Standart interface RS-232 is used to connect the analyser with the computer. A special system software is developed for this purpose .

The reproducibility of the system has been studied in the course of a long test period in the institute laboratory and from the December 1985 it operates successfully in the laboratory of the non-ferous plant «D.Ganev". One and the same samples ( control standards) have been measured many times at one and the same conditions.The results from the repeatedly measurements of the control standard for the period ftecember 1985- April 1986 showed that the deviatlow from the meen value is *о.1%{ abs.stand, deviation). That proves the high stability of the system, I Analysed materials On the basis of the above mentioned system methods have been developed for analusing the folloing elements» Pe, Cu, Zn, Pb, Mn, Sn, Ni,Ag in concentrations from Wppm to 99.9)4. Products of the moulding induetry are analysed whicijiiffer in the content of different elements and matrix composition. ?hp ranples are in the form of metal caets with i special finely grounded surface to be used for measurement They art taken in a liquid form from the furnacer, then homogenized and, after coolingd down are cut and polished. The time for sample preparation and transportation with the pneumatic mail to the laboratory lasts from 3 to 5 min .

Matrix effect One of the main drawbacks of the X-r«y fluorescent method is the influence of the matrix composition on the accuracy of the analysis .

In order to eliminate this influence wide series of standard of each product were made with the concentration of the analysed elements in the specified range. The calibration of the system was made on the basis of these standards .

Specialized software wac developed for each of the products in order to make the necessary mathematical correction of the influence of the matrix effect by means of a full regression model with interelement errrpction. The linear terms of the regression model equasion are used for correction of the pick overlap of the neighbour elements .

in order to correct the absorbtion and enchasment effect the compound terms of the equasions are used .

Software The software is organized as a four programm structure. The first programm comprises three algorithms, dealing with the measurements and data transfer from the analyser, the input of a control file of the analysed quantity and the computation of the analysed elements concentrations. These program algorithms include three tests for a«tentisity and reliability of the analytical results as follows

- test for authenticity of the eyatem response;

- teet for appurtenance of the unknown sample to he matrix composition of the analysed material;

- test for the concentration range .

The second program unit comprise?, programs for processing the spectrum and for calibration of the analysed material. The algorithm includes floating energy and sigma calibration, modeling and background substraction, splitting of dublefs. The calibration program based on thi weighted linear regression allows for a choise of an optimal mathematical model for analysis and logs automatically the calibration equasions ч and the diagnostic test's parameters .

The third and fourth program units include service program for read-out and write-down of spectra, system test, visualisation and input - output programs .

Results and conclusions The developed software hac teen tested an;5 applied for the analysis of more than 20 different products of the moulding industry .

The results of the choice for the optimal calibration equation

for the analysis of braes is given bellow ap an example:

–  –  –

ie considered to be very high reproducibility .

fhir high accuracy and reproducibility prove for the stability of the syetem and for the quality of the developed applied methods and software .

'-&0С49

КОАКСИАЛЬНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ПУШКА. ПРИНЦИПЫ РАБОТЫ

И ПРОЦЕССЫ ВОЗБУЖДЕНИЯ УРОВНЕЙ В ГЕЛИИ

D.A. Пиотровский, О.И. Сергеев, Ю.Н. Сергеев, D.A. Толмачев СССР 198904 Ленинград, Ст. Петергоф, ул. Ульяновская д.1 Ленинградский госуниверситет, физический факультет Коаксиальная электронная пушка /I/ является одной из систем, которые в течение многих лет используются нами при решении задач, связанных с исследованием элементарных процессов возбуждения и разрушения уровней в низкотемпературной плазме, а также с увеличением спектральной яркости источников излучения. Схема ее устройства приведена на рис. I. ТермоэмиссионКатод ный оксидный катод обращен активной поверхностью к оси системы. Внутри него находится сетчатый анод. Между каЛяод тодом и анодом прикладывается разность Рис. I потенциалов 1С, ускоряющая электроны. Проникая внутрь анода, быстрые электроны возбуждают и ионизуют газ, который заполняет объем пушки .

Функция распределения электронов по энергиям в плазме коаксиальной электронной пушки имеет две основные особенности .

Первая из них связана с наличием быстрых первичных электронов, эмиттированных катодом и прошедших ускоряющую разность потенциалов, которая задает их энергию с разбросом ~ I эВ. Вторая обусловлена наличием почти эквипотенциального пространства внутри анода, окруженного своеобразным "зеркалом" для медленных электронов- большим отрицательным потенциалом катода. С этой точки зрения коаксиальная пушка по своим ооновяым свойствам идентична полому катоду с внутренним анодом, использованному, например, в работах /2,3/, но дает возможность в широких пределах менять разность потенциалов между катодом и анодом, что позволяет существенно изменять условия возбуждения различных состояний атомов газа, заполняющего пушку .

Электрический ток в коаксиальной пушке обусловлен, главным образом, тремя компонентами. Первый- это электроны, вышедшие из катода как вследствие термоэмиссии, так и в результате ионной бомбардировки. Второй- ионы, выходящие из квазинейтральной плазмы внутри анода при амбиполярной диффузии и попадающие на катод. Наконец, третий- это ток электронов, образующихся при упругом и неупругом рассеянии первичных быстрых электронов на атомах газа. Часть этих электронов рекомбинирует с ионами внутри анода, а часть достигает поверхности анода. Скорость амбиполярной диффузии ионов и электронов регулируется величиной самосогласованного радиального электрического поля в плазме .

Вид функции распределения можно рассчитать, используя в качестве основы методику, развитую в работах /4-6/. Такие расчеты были выполнены нами для широкого диапазона изменения тока и давления, что позволило провести анализ процессов возбуждения уровней гелия и сопоставить вычисленные и измеренные значения заселенностей .

На рис. 2 показана функция распределения для следующих условий: 0 = I A, U = 100 В, концентрация атомов гелия СНе о 1 = I Ю х о см~° (соответствует Р= 100 6 эВ 1 3 0 П* П Р И температуре газа, равРис. 2 ' ной температуре катода). Расчеты, в отличие от работ /4-6/, были проведены с учетом неупругих столкновений электронов с возбужденными атомами гелия. Заселенность состояний п=2 была измерена методом зеркала за трубкой и составила: [Hel23S|]= I Ю12,Ше12*ЭД= 1,5 I0II,^e(23P)]= 4 I0II,CHe(2iP(J= 1.3 I 0 1 1 см" 3. Как показывают эти данные, при расчетах достаточно учесть неупругие столкновения электронов с метастабильными атомами гелия. Ролью всех остальных состояний можно пренебречь, причем основным каналом потери энергии электронов является ступенчатое возбуждение 2* -*• 2р .

Концентрация первичных быстрых электронов составляет 2 I0 9 см. В области энергий 100-80 эВ электроны практически отсутствуют, поскольку упругие потери энергии малы по сравнению с потерями электронов в результате свободной диффузии на анод и неупругими потерями. Пик при 80 эВ образуется в результате неупругих столкновений первичных электронов с нормальными атомами, приводящих к возбуждению в состояния с п*2. Ионизация атомов икеет следствием образование сплошного спектра энергий в

–  –  –

катоду- наличие стенки, отражающей или рассеивающей излучение .

Как показывают данные работы /8/, отражение приводит к "увеличению" эффективного радиуса системы в (I- f ) раз (где g коэффициент отражения). При больших засоленностях метастабильных состояний пленение излучения изменяет эффективную вероятность не только резонансных переходов, но и переходов между уровнями 2р и 2 э (линии Hel 2,06 и 1,08 мкм). Следствием являются два эффекта: рост концентрации атомов гелия в 2р состояниях и уменьшение потока заселения метастабильных в результате радиационных переходов .

Проведенные в рамках таких представлений расчеты заселенностей уровней с п=2 позволили объяснить все особенности зависимости концентрации возбужденных атомов гелия от тока и давления, за исключением спада концентрации атомов Не(2 S ) с ростом тока. Оценки показывают, что его причиной может быть уменьшение концентрации нормальных атомов гелия вследствие увеличения температуры газа с ростом тока .

Таким образом, в результате проведенного исследования разработана достаточно полная картина процессов возбуждения нивних уровней гелия при возбуждении его мощным пучком монокинетических электронов .

•ЦИТЕРАТУРА

1. Пиотровский.Ю.А., Толмачев Ю.А., йурн. прикл. спектр., § 2 (1980), 974 .

2. Rouea.K., Z. Naturf., ^21 (1980),649 .

3. Mizeraosjrk,J., J.Phjre. S., XL (1984),1647 .

4. Каган,Ю.М., Лягущенко Р.И., Хворостовский С.Н., 1урн. техн .

Физики, 42 (1972),1686 .

5. Каган,Ю.М., лягущенко Р.И., Хворостовский С.Н., Ходорковский М.А., Журн. техн. физики, 4J& (1975), 1834 .

6.Каган,Ю.М., Лягущенко Р.И., Хворостовский С.Н., Ходорковский М.А., 2урн. техн. физики, 4 (1975), 1839 .

Burke, P.Q., Taylor A.J., Cooper J.W., Ormonde 3., Pro о .

7 .

7 1СFBAC, Leningrad (1967), 376 .

в. Bezuglor, H.H., Kluoharer A.N., Tlehler 0., 7»«a D., J. Quant. Speotr. Radlat. Transfer, 2A. (1985),1 .

ПОСТЕРНИ ДОКЛАДИ P0ST3R PRSSSIimD PATERS

/ 1 / ТЕОРИЯ НА АТОМНИТЕ СПЕКТРИ И ОПРЕДЕЛЯНЕ НА АТОМНИ КОНСТАНТИ

THEORY OP ATOMIC SPECTRA AND DETERMINATION OP ATOMIC CONSTANTS

ТЕОРЕМА БРИЛЛЮЭНА И СИЛА СМЕШИВАНИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ

КОНФИГУРАЦИЙ,ОТЫМАЮЩИХСЯКВАНТОВЫМИ ЧИСЛАМИ

ОДНОГО ЭЛЕКТРОНА

Р.И.Караэия, Л.С.Рудзикайте СССР, 232600 Вильнюс К.Пожелос 5 4, Институт физики АН ЛитССР Для различных физических величин, описываемых операторами одноэлектронного типа, в том числе сечений фотопоглощения или вероятностей радиационных переходов, существенными или д а же основными становятся корреляционные эффекты, соответствующие одноэлектронныы возбуждениям. Для их оценки важным является определение случаев, когда межконфигурационные матричные элементы нерелятивистского гамильтониана исчезает ( тогда поправка к волновой функции в первом порядке теории возмущений, а также поправка к энергии во втором порядке теории в о з мущений равны нуле) или определение величины межконфигурационных матричных элементов, когда они отличны о т нуля .

Для одноэлектронных возбуждений с сохранением орбитального квантового числа исчезновение матричного элемента гамильтонияна формулируется как теорема Бриллюэна (I) Начальная конфигурация К и возбужденная К отличаются главными квантовыми числами одного электрона, соответственно п и п,. у* представляет набор квантовых чисел, характеризующих состояние атома. Очевидно, что эта теорема всегда выполняется в базисе собственных волновых функций гамильтониана. Но в атомных расчетах обычно яспользуются волновые функция связанных моментов, в базисе которых теорема Бриллюэна выполняется уже не для всех состояний .

В яэоспиновом базисе, в котором волновая функция воэбуж

–  –  –

А/.ЛН, Кроме того, теорема Бриллюэна может выполняться для всех матричных элементов между двумя конфигурациями, содержащими открытые пассивные оболочки, дддпт.

если "пассивные" и "активные" грушш оболочек обеих конфигурациях имеют только по одному терму /1/:

n'l*^ n Ко - заполненные оболочки. Некоторые из случаев (2) и (3) были указаны в работе /2/ .

Вели отдельные оболочки имеют лишь по одному терму или в конфигурации содержится только одна открытая оболочка с данным С •волновые функции изоспинового базиса совпадают с функциями Хартри-Фока для отдельных термов (Y$-r). Таким образом, в приближении Х Ф - т, как и в изосшшовом базисе, теорема Бриллхюна выполняется для пар конфигураций к. к - к .

.. .

Конфигурация Ко, кроме заполненных оболочек, может содержать также одну открытую оболочку п^ 0 или. и01^° .

Бели исходная конфигурация имеет единственный терм, волновые функции ХФ-r совпадают с функциями Хартри-Фока для средней энергии (Хг-ср). В приближении Хф-с* теорема Бршшоэна выполняется только для конфигураций Если теорема Бриллюэна не выполняется, все же возможна частичная компенсация членов в ( V | Ц | \С V ' У •» рассиотренная в работе Д / .

В тех случаях, когда имеем уже не Бриллюэновские конфигугации, т.е.

возбужденная конфигурация отличается от исходной еще и орбитальным квантовым числом, важна общая характеристика смешивания таких конфигураций - сила смешивания, определенная следующим образом /3/:

–  –  –

THE 1Т1ЕАТЫ) WAVE FUHCTICK FOE CALCULATING THE HELIUM

(e,2e) SPECTRUM I.I.Ippolitov, S.V.Katyurin, O.B.Glinkin The Institute of Atmospheric Optics SB USSR Academy of Sciences, 1,Akademicheskii avenue, Tomsk,634G55,USSR The experiments on the Compton scattering'1 1, the (e,2e) spectroscopy [2] have stimulated carrying out the investigations on calculation of the momentum-space wave functions of atoms and molecules .

In the previous papers [3»*J» i* was shown, using a helium atom, that momentum wave functions obtained by the variation-iteration (VI) method [ 5J can prove to be useful for prediction of functional form of coordinate space wave functions .

This paper considers the problem on the quality of momentum wave functions obtained using the VI method. The test for accuracy of wave functions is the calculation of the helium (e,2e) spectrum* The problem of theoretical description of the helium (e,2e) spectrum [6?9] is very important for the estimate of plane-wave impulse approximation, for studying the electron correlation effects as well as for detailed investigation of He + excitation mechanism in He ionization (e,2e) process .

The experimental data obtained in [ 8 ] for He (e,2e) reaction and comparison with the available theoretical calculations indicate the necessity of further research in tiiis field .

The calculation of differential (e,2e) cross-section for atoms in the plane-wave impulse approximation for noncoplanar symmetric kinematics amounts to calculation of the momentum space overlap integral between the target Initial and final ion states [ 9 J« The present paper suggests the momentum ground state wave function (IF) of two-electron atoms obtained as a result of the first iteration by the VI method. The momentum representation of the Hylleraas-Eclcart wave function was used as 15b initial approximation* The suggested wave function is a generalization of the McWeeny-Coulson wave function ( П С ) available in the literature [5/J .

<

–  –  –

These functions are used for calculating tbe ratios of differential (e,2e) cross sections d(as2)/o(nsi) and dT(2p)/(K2p) for electron impact He ionisation as a function of tb» ion recoil aoaentm value q • Figure 1 gives the results of calculations of бЧп=2)/(Хп=1) for He made with the IF( ) and Ю С ( ) functions .

From Flg*1 it is seen that tbe calculation of the ratio 0(n=2)/(nsi) using tbe IF function is in good agreement with the results of the experiment for symmetric noncoplanar (e,2e) reaction for helium atom with X = 1200 ev ^ 8 ]. Fig.1 gives the results of previous calculations made with variation wave functions: the Taylor-Parr (fp) wave function(....)

–  –  –

Fig. 2* The df(2p)/^(2e) function for He MB is seen free Fig.2, each of the calculated curves of 6 (2p)/^(2s) fro* q has maximum, whose values in contrast to its position appears to be very sensitive to the choice of the functions IF ( ) and MIC (---). This figure presents the results of the previous calculations made for the definite q with the TP function (.) from 6,7j and the HO-CI function Ш 9]* The curve ( • • ) given In Fig.2 is obtained by the authors using the results of calculations of ^(2S)/(1S) and(^(2p)/d(is) made with the HO-CI function and plotted in paper [9j* The results obtained for He (e,2e) spectnm are generalized within the limits of considered planewave iapulse approximation for helium-like ions .

The calculations of the I(n=2)/I(n=i) intensity ratio of main n = 1 and satellite n = 2 (et2e) lines of two-electron atoms have shown sharp decrease of the I(n=2)/I(n=1) function maximum with the increase of nuclear charge Z. The behavior of the5(2p;/(5(2s) function maximum value as a function of Z /or the systems considered depends on the choice of the ground state wave function. The maximum for an average square of form-factor ^ D ( q ) was calculated for the (e,2e) ionization of two-electron atom in the ion state 2p at %, t 0»

It is shown that the position of maximum of functions I(n=2)/I(n=1), 6"(2p)/^(2e) andf| p (q) is linearly dependent on Z. The influence of the choice of nonlinear parameter?

included in the suggested wave function on the results obtained is analyzed»

1. Cooper,14.J., HeptB.Progr.Pnye., 48 (1985),415 .

2. Leung. K.T., Brion C.E., J.Llectron.Spectrosc.Kelat.Phenom., 15 (1985), 527 .

5. Ippolitov,I*I., Katyurin S.V., Sov.Phys.J., 26 (1985)/I21 .

H. Ippolitov,I.I., Katyurin S.V., Sov.Phys.J.,28 (1985),57«

5. UcWeeny.H., Coulson С A., Proc.Phye.Soc.London, A62 (19^9), 509Larkins,P.P., J.Phys., B34 (1981),1477 .

7. Larkina,P.P., Hichard J.A., Chem.Phys., 81 (1985). 529Cook,J.P.D., McCarthy I.J., Stelbovics A.T., Weigold E», J.Phys., ВД2 (1984), 2559 .

9.Uitroy,J., McCarthy I.E., Weigold b. f J.Phye., ВД8 (1985) .

4149 .

–  –  –

Классификация взаимного влияния вращательного и электронного движений в молекулах впервые была введена Гундом.'Лесли случаи & и fe по Гунду изучены к настоящему времени достаточно полно [l3, то случай А исследован явно недостаточно [l,2J. 'la пример, экспериментальных работ, посвященных этой проблеме, практически нет. 3 то же время для ряда проблем физики молекул, Б особенности при изучении взаимодействия зра_ительяого двийе;-:,ш я&гг, с электроздым движение;/., »а:е:»::о случя" d представляет особы" интерес .

Для этого типа связи (кстати говоря, зстрочав^егося только у самых легких молекул - водорода и де^теряя) характерно каллчяе сильно возбужденного, так называемого'ридберговского электрона, взаимодействие которого с ядерным остовом молекулы существенно ослаблено. Орбитальный момент этого электрона лЕа.:туится,у.»е i.c вдоль иежьядерноГ. оси, а вдоль оси её вра^ечля. Слр{;делм;..„.;з роль в потенциальной энергии молекулы ньчипакт ствие ридберговского электрона с вращательным ДВИЙШЛЛЗ;.»

лы. Этому соответствует полная (без ядерной части) волновая i функция:

4VV'K'M' * Ч'в'к'м' ^• 4 V » (I) /M г д е 4 f c V M 4 V ~ электронно-врацательная и колебательная функции, eVtf»"»**'•" электронное, колебательное, вращательное и магнитное квантовые числа. В этом случае каждый вращательный уровень должен иметь свое время здесь v - частота перехода, S - сила электронного перехода, Л - фактор Франка- Кондона .

Аналогичное соотношение имеет место и для относительных ве-, • К AQ'% роятностей электрокно-колебательно-вращательных переходов / I J V K ' Очевидно,я что для случаев & и 6 по Гунду величина произведения A ^от/ ' T i ' vвращательного уровня« кв пределах не должна зависеть v J номера V (сокращенно: А к » -Х*' ) одного электронно-колебательного состояния, так как сила электронного перехода не зависит от вращательных кавнтовых чисел. В то же время для случая (X следует ожидать отличий Ак/,# *Хц/ от номера вращательного уровня, причем тем больших, чем сильнее электроннозраи,ательное взаимодействие .

3 настояцей работе по методике впервые предложенной в з ] были проведены систематические измерения величин к%'.^ч-Х^ в выеоковозбуждекных ридберговских состояниях молекул водорода и дейтерия ^(I 1.^ ), I^(Q*2J), t^l\ ) и StyQ 4 j ), для которых характерен промежуточный - между 8 и d тип связи Гунда [1.2] .

Кратко с;шсл предложенного в [3J метода определения величины Л,('к«'*|С/ состоит в следующем. Если записать условие стационарiiof заселенности, предполагая прямое электронное возбуждение сг.'а грлваз!.:ого уровня из основного электронного состояния и его радиационный распад, то при достаточно высоких тзипературах можно получить: *() ^{} A ( где I к'к* (Т) - интенсивность линии излучения при температуре. Т, F e (K') - величила вращательного терма основного электронного состояния, \г\,С и К - лзв^ст^ые постоянные. Лри этом формула СЗ) сг.1.авед^1Ива только при достаточно высоких температурах, а y:i::; тогда, когда величина пК,^ -х.*' будет независимой от темi.ei-o iWpaiypM T [зЗ .

Спектры излучения4 электронно-колебательно-вращательных переходов М а А Й ' П, - * * * ) » На,90а(а 2+-В 2:)воэбувдались в }сапиллярно-дуговых спектральных лампах с водородным и дейтериевым налоллелием. Для измерения интенсивностей спектральных линий использовался длиннофокусный спектрометр с фотоэлектрической регистрацией света. Умерения температуры газа проводилось по допплеровскому уширению спектральных линий с помощью скапируемого интерферометра Фабри-Перо .

На рис 1,2 представлены величины А^/.^-Хк' полученные с использованием (3) для состояний HgCI П« ), «^(1^Л« ) (рис.1), и HgCGHSe" ),Фл{(ц*2Т) (рис.2) в зависимости от частоты вращения молекул на уровнях с вращательным кавнтовым числом к' :^«с2В*V K ' ( K ' ^ I) (здесь В - вращательная постоянная соответствующих молекул). Значения к#%»'Х%' на уровнях К' « I приняты за единицу .

Поскольку результаты для разных молекул представленные в указанных координатах совпадают в пределах погрешностей экспериментов, то это должно означать, что существенные различия в характеристиках рассмотренных радиационных переходов fig и^(см.рис.1,2)

–  –  –

-"т-к, з :

чочзтых з [зЗ э:ссп^р;ь.с-ч1альг!о олрздолены характеристик! радиац::о.ч.чых переходов в ридбзргоаских состояниях молекул водорода и дейтерия, стносядихся к сличаю d no Гунду. показано, что эти характе^истили могут существенно различаться даже для сосед.::а вра^ательньс: у^оэ.-:ей од]юго и того хз э.1ектро:«о-1олебательного состоял.ш л определяются частотой зра^е.ыя ядерного остова «юлзl.ovacBjI. Hotatio/ial ctructure 1л t?io spectra of diatomic voleculeo. Budapest, Actid. Kiado, 1969,-320 p .

2. ureonlcr, n., ".olr;icwicz i. The I П, s t a t e of ^lydro^eni adiabatic correotione, energy leveltt, h'*unaouplln.it and electronic ггопв111оп moraente.-Cojj.J.Pbyfl., 1984, v.62, No»1?,p.1706-1712 .

3. Брюховецкий.А.Л., Котликов 2.Н., Сторбаев Д.К. и др. Зозбуждениэ электро.чно-колебательно-вращательных уровней молекул водорода электронны* ударом в неразновесной плазме газового разряда. - 2ЯТф, 1930, т.79, » II, C.B87-I703 .

ФИЗИЧЕСКАЯ ПРИЧИНА КВАНТОВОГО ПОВЕДЕНИЯ ЭЛЕКТРОНА И

УСТОЙЧИВОСТИ ОСНОВНОГО СОСТОЯНИЯ ВОДОРОДНОГО АТОМА

Й.М. Рангелов ИФТТ - БАН, 1784 София, Болгария Предлагается модель алектрона.способная ооъкснить физические причины его квантового поведения,происхождения е г о собственных механического и магнитного моментов и энергии покоя. В виде примера получено основное состояние электрона в атоме водорода .

Плодотворная логика квантовой механики /КМ/ раскрыла почти все свойства электрона и связи межцу ними,а при помощи ее мощного математического аппарата определены с большой точностью все его параметры. Однако существующие теоретические схемы в с е еще недостаточны для объяснения всех наблюдаемых явлений.

Здесь мы предлагаем физическую модель электрона,способную объяснить физические причины,обеспечивающие как его нерелятивистскае КМ /НКМ/поведение,так и его необычные релятивистские К /ЖМ/свойМ ства.В этой модели электрон рассматривается как заряженная точк ка,которая непрерывно и одновременно испытывает три движения :

а/ знакомое из классической ньютоновской механики /КНМ/движение вдоль траектории,вследствие взаимодействие электрона с классическим внешнем полем ; б/ Н М дрожащее движение /НКМДЦ/электроК на,вследствие непрерывного и неконтролируемого взаимодействия его заряда с- фяуктуациями инешнего квантованного аяектромагнитн ного поля /K3Mt(/; в/ релятивискское шредингеровское дрожащее движение /РшДД/ электрона со скоростью света С,вследствие самодействия его заряда с собственными электрической и магнитной компонентами п.Э-1П,в точке е г о местонахождения .

предположим,что поведение электрона можно описать при помощи гармонического осциллятора,заряд которого находится в вакууме внешнего к ЗИЛ и флуктуационно обленивается.с ним фиртуальными фотонами : ' v t X • \jO\ * '- - ^ Е », ^ ^ * М Затухание движения электрона из-за лорецлдовзкой силы лучистого трения определяется параметром "с * ^ ^ ^. Э т о минимальное вре.-я взаимодействия электрона с фогоном /его поглощения или излучения/.Колебание трехмерного изотропного гармонического осцилятора в основном состоянии с энергией З^^о.-^фцэиближенно описывает Я Щ электрона. Решепиен уравнения движения/1/Соколов 1Ц и Тумансй1показал..,что благодаря неконтролируемо^ обмену виртуальных фотонов между электроном и вакуумом внешнего К М, Н 2 ПК Н поведение электрона заменяется ЖМ стохастически* движением.По этому Н М поведение електрона, машо интер1фвтировать как повеК дение К М броуновской частицы,находящейся под непрерывным стоИ хастическим воздействием флуктуациями вакуума внешнего КЭШ. Or сюда следует,как возможность формального математического обоснования законами ЖМ,так и вывода уравнения- федингера или обоснование вероятностной интерпретации волновой функции /ВФ/электрона. Действительно, если принять обозначения : /2/

–  –  –

После подстановки значений ли2лерзийС^г»ги«,АЬ^из /8/в v^_ ) "Be1 ft м:^ -g Пооле минимизации энергии * / 9 / по радиусу г,можно получить всем знавомое вьфажение: Е„» - ^ % а -.Проведенное исследование показывает,что устойчивость основного состояния электрона в К А действительно является следстиюм наличия у него ПЯ кинетической энергии стохастического пКМДД,которую он получает вследствие непрерывного обмена виртуальными фотонами с KIlAg и с вненшич КЗМП. Следовательно,когда электрон попадает во внеш нее КЭМП,он непрерывно и фяуктуационно поглощает и испускает виртуальные фотоны,флуктуационно изменяя свои энергию я имцуил Кинетическая энергия этого флуктуационнсоо движения и обеспечи вает устойчивость его основного состояния в К А и броуновский ЛН характер его движения,его и М туннвлирование через потенциальК ный барьер и переход между соседными"орбиталями"без скачка. При излучении или поглощении фотона электрон переходит многократно с"орбиты"начального состояния на" орбиту "конечного состояния .

Временная зависимость вероятностей нахождения электрона в начальном i С-л\ и в конечном \0.г\ состояниях определяется вырахе Й х с л ^ е х ^ ь м л ^ 1 -(\ei\4ex?uftt[affizAt)nV* /ю/ С помощью /10/ можно определить временную зависимость веро /10/ ятности излучения \С,CL\• z\C»CtV - Г €*i^Н* 1Т /11/" константа к совпадает с вероятностью V\i перехода электрона из начального в конечное состачние под действием внешнего дел А- ?^~- Цн ^ ^ 5 i l V ^ \ i r /12/ В /12/ участвует не матричный елемент е 1 i**ii=\\di \2 дшольного момента электрона в, атоме,а его вторая производная ло времени:1^»-иМгО1Мг:4\А\2.Еели вместо ЪОг.-^ в/12/ подставим W и потом умножим fyt на ^VVA),ТО получж класси ческое выражение для интенсивности излучения, испускаемого в секунду: \. г ^ кЫм^-. \ »«|(2Й /13/ Временная зависимость /11/ вероятности излучения показывает,что излучение фотона происходит не моментально,а длительное время,в котором электрон осцилляционно переходит из одного состояние в другое.Она также определяет огибающую волнового пакета излученного или поглощенного фотона-Следовательно фотон есть локализованноеколебание кванта КЭШ,движение которого со скоростью света удовлетворяет стохастическим распределением максвтаовского предписания .

Чтобы понять происхождение F M свойств электрона необходиK мо исследовать его РШДД,которое списывается матрицами ^, У ъ и X» • Известно,что ВФ электрона в НШ состоит из четырех коми понент: ^1 Л i ^. х » ^ j *2ц t описывающих его прямолинейное двихение ваеред и назад и круговое движение налево и натраво.Таким образок совместно с четырмя комаонентами ВФ электрона мат рицы ^' ъ описывая переходы электрона из одной компоненты в другую описывают его РШДЦ. Благодаря этому движению электрон приобретает собственные механический и магнитный моменты и анергию покоя.При помощи принципа соответствия между величинами и соотношениями в ЖМ и НШ можно показать,что благодат ря Р Д электрона,интерференция собственных КЭШ,излученных ШЦ из различных точек и в различные моменты времени,обеспечивает аннулирование электрической компоненты Е и удваивание магнитной компоненты Н собственного результашного КЗМП в точке его местонахождения. Действительно»сравнение коммутационных со отношений между компонентами обобщенных импульсов в НШ и Р М К /15а/ дает возмохнссть определить значение напряженностей алектрит ческого Е и магнитного ri полей в точке могонахокдения элекzzzr 6 П6/ трона : 6i»о ;

При помощи /16/ можно определить энергию магнитного самог Vv\e.1 действия электрона: в ^ и И = -?$*- 6j ^* /1?/ Приведенное исследование объясняет физические причины НШ поведения электрона и его необычные Р М характеристики4* К

ЛИТЕРАТУРА:

1.Соколов,А.А.,Туманов B.C., Ж Э Т Ф, 30 /1956/,802 .

2.Ферми,Э.,Научные труды,Наука, Москва /1971/ т.1,с,271. /

3.Шредингер, В.,Избранные труды по квантовой механике, Наука.Носква /197б/,с.218 .

4.Рангелов и.И. Доклада Б А Н, 39 /1986/,№ 1 1,

ПОТЕНЦИАЛЫ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ АТОМОВ КАЛИЯ С АТОМАМИ

ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ

П.Я. Кантор, Н.П. Пенкин, Л.Н. Шабанова Ленинградский государственный университет, СССР, I989O4, Ленинград, Петродворец, ул.Ульяновская I, НИИФ .

Одним из надежных методов получения данных о потенциалах взаииодействия атомов является экспериментальное изучение столкновительного уширения в крыльях спектральных линий .

Аналитические выражения для профиля, которые дает теория уширения спектральных линий в различных приближениях, позволяют извлекать иэ экспериментального профиля информацию о разностной потенциале д\/(г) » V e ( P ) - V« ( О квазшиолекулы, образованной сталкивающимися атомами, а при известной потенциале основного состояния Vg (г1) восстанавливать потенциал возбужденного состояния V e (P) .

Столкновительное ушнрение в крыльях линий резонансного дублета калия № 769,9 и 766,5 ни в присутствии атомов инертного газа (Не, N'e, An, Кг, Хе) было исследовано н а ш в[1] методом, основанный на измерениях профиля пропускания и крюков Рождественского .

Экспериментальные данные о профилях,которые согласно модели адиабатических термов формируются при переходах X22j/

- A2IIj /2, - А 2 П 5 У 2 ' ~ в ^1/2 в квазимолекуле КХ ( X - атом инертного газа), позволили в ряде случаев оценить качество имеющихся в литературе расчетных данных о потенциалах взаииодействия атомов калия с атомами инертных газов и восстановить потенциал возбужденного состояния В^j/g. При восстановлении были использованы результаты расчетов (2] для потенциала основного состояния XSj/z» Разностный потенциал был восстановлен из профиля далекого коротковолнового крыла ланий 766,5 ни для квазимолекул KNe, КАР, ККр, КХе в области межъядерных расстояний 3,5 & Р 6,5 А[3] Восстановление разностного потенциала окрестности его максикуыа проводилось при использовании аппро ксимации AV(r ) = „ + A V * ( r ^ ) ( r -rw)2 с помощью выражения для профиля сателлита О ] :

–  –  –

456 45645 4 5 г» .

В рассматриваемой области межъядерных расстояний поведение кривых 8%^ /2 определяется, главным образом, обменным взаимодействием, поэтому наблюдаемые расхождения в потенциалах, восстановленных из спектроскопических данных, в потенциалах, рассчитанных вЗД обусловлены аавыиением обменных членов в [2] .

Для квааимолекулы КАг результат настоящей работы находится в Т68 удовлетворительном согласии с результатом расчета (5]. В [5] использовался тот же метод псевдопотенциала, что и в [2]. Однако в [5] наряду с диполь-дипольным было учтено и дшоль-квадруполь ное взаимодействие атомов, а также модифицирована короткодействующая часть оператора поляризационного взаимодействия. Повидимому, за счет этого в [5] удалось компенсировать чрезмерное отталкивание, свойственное псездопотенциалу .

Для кваэимолекулы КЛе потенциалы основного и первых возбужденных состояний были рассчитаны по методу, основанному на использовании характеристик рассеяния слабо связанного электрона [6J.

В настоящем расчете для вычисления обменного потенциала радиальная часть атомной волновой функции аппроксимировалась более точным, чем в И, выражением[7]:

_ Wfc/r^irf/rtJ гдеу=2^|Е|', W r (x) - функция Уиттекера, t - орбитальный момент электрона.'В ион-атомном потенциале с помощью аддитивной поправки[8] было учтено отталкивание, обусловленное частичным перекрыванием оболочек иона К + и атома Не .

Результаты расчета потенциалов ii«,б^р, И^рприведены на рис.2. Потенциалы А 2 П1/2, А 2 Пз/2' в ^1/2 приведены на рис.3 .

Сплошными линиями представлены результаты настоящей работы, штриховыми - Н, штрихпунктирными -[9]. Видно, что потенциальные кривые UIS полученные нами, занимают промежуточное положение между кривыми [2] и J9J, Различие в потенциальных кривых Их? незначительно, а в потенциальных кривых и. Р оно достигает почти двух раз. Расчет [2J для возбужденных состояний КИе дает результаты сильно отличающиеся от полученных нами (см.рис.З) .

Сопоставление с данными расчета [10]показало, что для потенциала (^различие незначительно, а потенциал U^, полученный в[101 больше по величине рассчитанного нами и меньше полученного в K L Удовлетворительное согласие экспериментальных профилей линий 769,9 и 766,5 нм KI в присутствии Не с вычисленными в квазистатическом приближении при использовании рассчитанных в настоящей работе потенциалов, позволяет считать, что потенциалы и В 2 2з/2 приГ^* I близки к реальным .

^ ^

–  –  –

QUENCHING OF He ATOMS (2 P,2 S) WITH ALKALI METAL ATOMS

K.B.Blagoev, S.V. Kf\syanenko*. Yu.A.Tolmachov* Inst. of Sol. State Phys. 72 Blvd. Lenin,1784 Sofia,Bulgaria *Inst. of Phys. Leningrad State University, Pervomaiskaya 100, 198904 Leningrad, USSR We report the investigations of inelestic collisions of excited He atoms (2 P,2'S) with normal alkali group metal atoms .

The analysis of existing literature showed that in spite of the seemingly principle clarity of the interactions character,reliable experimental data are practically absent. Moreover, it turned out that the largest gaps appeared in the simplest systems, those where the theory developed awaits its experimental proof. The immediate object of our investigations was the quenching of He(2 1 P,2 1 S) by collisions with Ka,K,Rb and Cs atoms .

Quenching of excited He atoms by metal atoms can be result of

the following processes:

- He0 + M+ + е He* + M Penning reaction 1a

- (HeM) + + е Associative ionization 1b +

- Heo + M**- He o +M +e Excitation of AI states 1c To measure the collision probability, we used the kinetic plasma spectroscopy method. The experimental set-up was based on delayed-coincidence technique with transformation the time decay to the amplitude distribution and further data storage in MCA analizer. The essence of the method is the indirect registering with high temporal resolution of the kinetics of the He(2 S) level population variation. For this purpose, a small amount of Ne(0.01Torr) was added to the He-metal vapour mixture and the emission of the Ke(6328A)line was observed. In He-Ne

mixture this line is primarily excited by collisions such as:

Fe(2 1 S) + N e 0 - H e 0 + Ne*(2p 5 5s 1 P 1 ) - 0.04 eV and its intensity is proportional to within 1% to the He(2 S) state population. Hence, from the time decay of the He line we were able to study the kinetics of the He(2 S) state population The non-monotonic behaviour of the 6328? Me line(figj) is explained by cascade population of the He(2 S) state during the He(2 1 P) — • He(2 1 S) + hv (Л -2.06/.m) transitions; 2 Choosing the excitation energy 100 eV and sufficiently high He pressure, we created conditions such that process 2 was the main channel for the metastable level excitation. Therefore,by the end of the excitation pulse with duration of 0.3 s the 2 P level population approaches saturation, while the 2 S population is 0.1 of the steady-state value. In the afterglow,direct excitation of the metastable state no longer occurs, whereas the cascade populapion continues for 0.5 s which leads to the formation of a population peak. The 2p 5s P 1 decay curve is described Ъу: l(t)=-C.exp(-ft) + C 2 exp(-^t) 3 where: tfP - Д#Г + A P s + CtoJCOfMi)*+ ГМ о ]«Г р У л м 4 A and A are the transition probabilities;^- is diffusion loss probability for metastable atomstf^^are quenching rate constants for He levels due to inelastic collisions with Ne and metal atoms. As relations 3-5 show, this method allows one to obtain simultaneously the quenching probability values for two He states. The inelastic collisions rate constants were determined in usual way: the dependence of jfton the metal atoms concentration was ploted. In all cases it was a straight(fig.2) line which slope gave the constants. The results of our measurements are shown in Table 1. The total systematic error can be estimated to be 20-30 %. Unfortunately, direct comparison with other experimental data is virtually impossible.The following

relationship, derived from the Table 1, can be noted:

andQg^and Cg's increase with the metal ( e p jEs'i ?* 02*5 f' atom number. A similar rule is observed also with the elements of Zn series. To interpret the observed values, the possible mechanisms were considered. First- of all, the value was estimated of ionization cross-section due to dipole-dipole interaction for the He(2 P ). Calculations carried out using the formula corrected by Devderiany et al *, showed that the dipoledipole mechanism gives only a few percent of the cross-section value observed. If the cross-section value is determined by capture in a potential U = -Cg / R, the calculations show that this assumtion satisfactorily explains the He(2 S) state quenching cross-section value. At the same time the experimental values for He(2 P) atoms cross-sections exeed 2-3 times the capture cross-sections.A possible cause of the increase of the Rb and Cs atoms cross-sections is collisional excitation transfer to atomic levels higher than the ionization limit.The largest difference in the cross-sections data were observed for the He(2 P) - Cs system. This could be related to collisional energy transfer of the type: He(2 P) + Cso(6s) - He(2 S)+Cs*(6p) Finally, it is necessary to take into account the possibility for interaction between the initial term of the system and the

ionic term(fig.3). The collision process can be modelled as:

He* + M o —* He + + M~ -• He 0 + M + + е The calculation of the value of the interaction between the initial and final states shows that a transition from covalent to ionic term occurs with probability negligibly less than unity, the particles approach to small internuclear distances and autoionization take place. To estimate the cross-section p value,one can use~»rR.,however,the Table 1 show that this mechanism considered separately cannot explain the data observed .

Thus,it is not possible to point out to a predominant mechanism responsible for the cross-section value.We should also note that the presence of effective interaction of the initial state with the ionic term,as well as with the continuous spectrum states,could to inaccuracy in the U~R~ assymptote for internuclear distances 10 - 15 A and,therefore, to underestimation of the capture cross-section value .

0.5

–  –  –

ИССЛЕДОВАНИЕ СТОЛКНОВЕНИЙ В НЕОНЕ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ СКОРОСТЯХ

СТАЛКИВАЮЩИХСЯ ЧАСТИЦ

К.К. Боярский, Е.Н. Котляков, О.В. Перчук В работе описывается метод исследования зависимости сечений столкновений для уровня и линии перехода от скорости сталкивающихся частиц.Метод базируется на том,что монохроматическое излучение, взаимодействующее с доплеровским ансамблем атомов,возбуждает только те атомы,проекция скорости которых на направление распространения лазерного излучения удовлетворяет условию JKV(- I *;p ~hj) Г а в,где к - волновое число, ^-частота генерации, щ -центр линии перехода,Г ав - однородная ширина линии перехода .

В эксперименте наблюдалась зависимость интенсивности флюоресценции от магнитного поля с уровня 2р^ неона при возбуждении лазерным излучением с длиной волны 1,15 мкм.Для этого ячейка с газами - неоном,гелием,аргоном - помещалась внутрь резонатора лазера,генерирующего одночастотную линейно-поляризованную волну. Частота генерации н? могла меняться в пределах доплеровского контура к11 линии поглощения неона.На ячейку накладывалось аксиальное магнитное поле.Для наблюдения сигналов Ханле измерялась разность интенсивностей флюоресценции в двух ортогональных направлениях,перпендикулярно и параллельно вектору поляризации лазерного излучения.Сигнал Ханле имел вид лоренцовского контура, ширина которого на половине высоты &Ну2 связана с постоянной релаксации выстраивания уровня Га,однородной шириной линии перехода Гав,доплеровской шириной линии /ей и расстройкой частоты д •=.

со -и? соотношением:

J *4j- a) Если пренебречь зависимостями констант релаксации от скорости сталкивающихоя частиц,то функция ? илеет вид: ^ * Г& .

В остальных случаях 9- определяется выражением т til где V с Up +if*+Vi. Явный вид 7~ мы определяли в предо положении, что Г&& и Г аа вв слабо11зависят от скорости сталкиваюг // щихоя атомов: Г а « Г (I+Ai/YU ), TftB- Г° (1+ 5 / / # г ), где Y At В « i -постоянные коэффициенты, Г^ и I-g не зависящие от скорости части хонстант релаксации. При этих предположениях связь 9- с расстройкой частоты Л может быть представлена в виде где Cj и С 2 - численные коэффициенты, определяемые из (2) .

Поскольку Cj и Cg по-разному зависят от давления буферных газов, по экспериментальным зависимостям д / ^ от Л при разных давлениях в принципе можно определить как постоянную Л, так и постоянную & .

На рис. I и 2 показаны результаты измерения ширин контуров д ^ 4 » экстраполированных к нулевой мощности лазерного излучения, от л/кU в чистом неоне, неон-гелиевой и неон-аргоновой омеоях. Во всех смесях наблюдается тенденция к ослаблению зависимости АН^ ОТ Л с роотом давления. Для неона дНу с роотом Д увеличивается, для неон-гелиевой и неон-аргоновой смесей уменьшается .

Полученные результаты использовались для определения постояннвх Л и 5. Сечения столкновений типа М* ~Ле значительно меньше, чем Ле*-Ис, поэтому для чистого неона коэффициенты Сj и Cg мало меняются с давлением, а для смеси А'е.-Не .

при изменении давления от I до 3 Торр коэффициент Cg меняется в двадцать раз. Вследствие этого для чистого неона мы смогли рассчитать только параметр Л, который оказался равным 0,10*0,02. Для столкновений Me?-Не удалооь определить как параметр ^, так и В : У—0,25*0,05, В «-0,25*0,15 .

Для неон-аргоновой смеси измерения проводились только при одном давлении и был оценен параметр Л «-0,06 .

Полученное значение параметра А для чистого неона согласуется с предположением о Ван-дер-Ваальсовоком типе взаимодействия сталкивающихся частиц. Отрицательные значения параметров Л ж & при столкновениях Jk*-He щ Jk-Лг указывают на

–  –  –

другой тип взаимодействия .

Проведенное рассмотрение показывает, что из сигналов Ханле при возбуждении монохроматическим излучением можно получить информацию о зависимости как ширины уровня, так к ширины линии перехода от скорости сталкивающихся частиц. Зависимость г Г а от ь может быть получена из измерений при фиксированном давлении, для получения зависимое» Гал от V необходимо проводить измерения при различных давлениях оуферных газов .

–  –  –

Collisionally induced transfer of excitation between excited states of alkali-metal atoms has been subject of several investigations.' In two limiting cases - the one of tightly bound first excited states, and the one of weakly bound highly excited (Rydberg) states - corresponding collisional phenomena are now well understood. Further theoretical and experimental studies seem to be still needed for the intermediately excited levels. In present communication we report an experimental study of transfer of excitation between fine-structure sublevels of intermediately excited nD levels (n=8,9) of cesium induced in collisions with noble-gas atoms. Stepwise excitation scheme is employed. In the first excitation step (6S-6P) a rf resonance lamp, and in the second one (6P-nD) a pulsed dye laser• pumped by a nitrogen laser, are used. Time-resolved fluorescence following excitation pulse is observed from the laser excited fine-structure sublevel of the nD state. In the presence of collisions the decay of fluorescence is no longer single-exponential but becomes double-exponential one with the decay constants depending on the radiative lifetime of the level and the collisional rates. Measurement of the decay rates versus noble-gas pressure permits one to determine the cross sections for collisional transfer of excitation. The results obtained so far will be presented at the Conference .

–  –  –

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ОПРЕДЕЛЕНИЕ КОНСТАНТ РАСЩЕПЛЕНИЯ,

^ -ФАКТОРОВ И ПАРАМЕТРОВ СТОЛКНОВИТЕЛЬНЫХ ПРОЦЕССОВ

ИЗ АНАЛИЗА ЧАСТОТ И АМПЛИТУД КВАНТОВЫХ БИЕНИЙ ПРИ

ИМПУЛЬСНОМ ЭЛЕКТРОННОМ ВОЗБУВДЕНИИ

В.Б. Смирнов, В.Ю. Черепанов 198904, Ленинград, Петродворец, ул.Ульяновская, д.1, Научно-исследовательский институт физики Ленгосуниверситета Излучение ансамбля атомов гелия, возбужденного в когерентную суперпозицию состояний импульсным электронным пучком наносекундной длительности, регистрировалось с пикосекундным разрешением на многоканальном временном анализаторе. Выражение для интенсивности спонтанного излучения (сигнал квантовых биений (КБ)), наблюдаемого в направлении, перпендикулярном скорости возбуждающих электронов "V, имеет вид:

^1) для переходов с синглетного состояния в магнитном поле Н, перпендикулярном направлению наблюдения и V :

2) для переходов с мультиплетного состояния (ТС) при

-/) q Здесь Jj -(ifrtiUJi+tifiZf} : 7,, fr -углов»

моменты возбузвденного и конечного состояний; у*Ц постоянные распада населенности и выстраивания; tQ^/Ufa,И/%

- ларморовская частота; Li, L2 - орбитальные моменты возбужденного и конечного состояний; Q - угол между Т и вектором поляризации наблюдаемого света. В выражениях (I) и (2) введены экспериментально определяемые коэффициенты c^fw, 9e), зависящие от энергии электронов Ем и ранга

–  –  –

0; (4) здесь \ *(.In~W/(lt+li) - параметр Стокса, I/,(Ti) интенсивность излучения с вектором поляризации, параллельным (перпендикулярным) тГ .

На рис.1 точками показаны значения глубины модуляции, полученные при обработке сигналов КБ, измеренных для различных углов & на переходе 4 'Д - 2 *Р/ • Сплошная кривая - расчет согласно (3). Значения глубины модуляции сигналов КБ, измеренных для излучения на переходе 4 3 2 Х ' 2 ^ в зависимости от Q, приведены на рис.2. В работе исследовались квантовые биения, обусловленные интерференцией состояний с J/ =2 и Ц- = 3. Точки на рисунке - результат обработки эксперимента, сплошная кривая - расчет согласно (4). Несовпадение экспериментальных и расчетных величин в секторах -щгсслСШз!} вО1ССе*({ъ'/$) и симметричном ему - проявление нескомпенсированного лабораторного магнитного поля .

Согласно (I), определены частоты сигналов КБ, измеренных для рразличных напряженностей магнитного поля на переходе р рд 'X2 - 2*Р/ • Это позволило г по известной теоретической величине f -фактора состояния //И2 4 * 1,000062) прокалибровать магнитное поле в объеме исследований и определить компоненты вектора напряженности магнитного поля .

При в » 0 выражение (3) совпадает с выражением для степени поляризации Р = (l^-li) /(ig *lj). Н а рис.3 показана зависимость Мщ(В)Л) * Р(Еи)* полученная по результатам обработки сигналов КБ для различных энергий возбуждающих электронов на переходе 4 Ъ2~2'РГ

–  –  –

Реферат

ЗАВИСИМОСТЬ ИНТЕНСИВНОСТИ СПЕКТРОВ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ от

ДАВЛЕНИЯ ВОЗДУХА И ФОКУСИРОВКИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

М.Л.Петух, В.А.Розанцев, А.А.Янковский Институт физики Академии наук Белорусской ССР 220602, Минск, Ленинский проспект, 68 Изучено влияние фокусировки лазерного излучения в моноимпульсном режиме генерации (0,03 Дж, 10 не, 25 Гц, I0* 2 - ДО*3 Вт/'см*) на интенсивность спектров плазмы, подученной при воздействии лазерного излучения на алюминиевые сплавы при давлении воздуха 750 и 5 тор .

При пониженном давлении воздуха в случае резкой фокусировки лазерного излучения интенсивность спектра меньше, чем при небольшой расфокусировке. По мере расфокусировки в обе стороны интенсивность линий увеличивается, достигает максимума, а затем уменьшается. Степень расфокусировки, при которой достигается максимальная интенсивность линий, зависит от энергия лазерного импульса .

При атмосферном давлении максимум, соответствующий положению фокуса линзы в ы » поверхности образца, понижается или вовсе исчезает. Максимум интенсивности линий, соответствующий положению фокуса линзы ниже поверхности образца, изменяется мало. Это объясняется существованием лазерной "искры" .

Такая "искра" образуется в области фокуса объектива при высокой плотности мощности лазерного излучения и располагается над поверхностью образца, поглощая большую часть энергии лазерного импульса. При пониженном давлении воздуха лазерная "искра" распадается .

Изменение относительной интенсивности линий соответствует изменению плотности мощности лазерного излучения при расфокусировке. Интенсивность фона при пониженном давлении много меньше, чем при атмосферном. Кроме того, при пониженном давлении воздуха исчезает реабсорбция и уменьшается рнна спектральных линий .

СШКТРОСЖОШгаВСКИЕ ИССЭДОВАНШ ОБЛАСТИ ТОРМОЖЕНИЯ

ИМПУЛЬСНОГО ПОТОКА Ш1ОТНОЙ ПЛАЗМЫ ТВЕРДОТЕЕЬНОЙ



Pages:   || 2 | 3 |



Похожие работы:

«ИННОВАЦИОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ: ПРОБЛЕМЫ ВНЕДРЕНИЯ РЕЗУЛЬТАТОВ И НАПРАВЛЕНИЯ РАЗВИТИЯ Сборник статей Международной научно-практической конференции 21 января 2018 г. Часть 2 Пермь МЦИИ ОМЕГА САЙНС УДК 00(082) ББК 65.26 И 57 ИННОВАЦИОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ: ПРОБЛЕМЫ ВНЕДРЕНИЯ РЕЗУЛЬТАТОВ И НАПРАВЛЕНИЯ РАЗВИТИЯ: сборник статей Меж...»

«CAC/COSP/WG.2/2013/1 Организация Объединенных Наций Конференция государств – Distr.: General участников Конвенции 18 June 2013 Russian Организации Объединенных Original: English Наций против коррупции Межправительственная рабочая группа открытого состава по во...»

«Вспоминая Гиперборею Живёт и такой год, что на день семь погод. Народная мудрость В конце ноября 2015г. Президент России Владимир Путин принял участие в работе 21-й Конференции стран–участниц Рамочной конвенции ООН по вопросам изменения климата и 11-го С...»

«МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования "КРАСНОЯРСКИЙ гОСУДАРСТВЕННыЙ пЕДАгОгИчЕСКИЙ УН...»

«XIV МЕЖДУНАРОДНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ СТУДЕНТОВ, АСПИРАНТОВ И МОЛОДЫХ УЧЕНЫХ "ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ ФУНДАМЕНТАЛЬНЫХ НАУК" ЭКСПРЕССИЯ АНТИ-АПОПТОЗНОГО БЕЛКА Bcl-xL В ГЛУТАМАТЕРГИЧЕСКИХ НЕЙРОНАХ ГИППОКАМПА ПРИ ИХ ОПТОГЕНЕТИ...»

«Воронежский государстВенный униВерситет Факультет журналистики КОММУНИКАЦИЯ В СОВРЕМЕННОМ МИРЕ Материалы Всероссийской научно-практической конференции "Проблемы массовой коммуникации" 13-14 мая 2016 г. Часть I Под общей редакц...»

«Базы данных, инструменты и информационные основы полярных геофизических исследований Научная конференция 22-26 мая 2012 года, ИЗМИРАН Доклады и презентации http://www.izmiran.ru/POLAR2012/?reports 23 МАЯ 2012 ГОДА, СРЕ...»

«CAC/COSP/IRG/2013/1/Add.1 Организация Объединенных Наций Конференция государств – Distr.: General участников Конвенции 9 September 2013 Russian Организации Объединенных Original: English Наций против коррупции Гр...»

«CAC/COSP/2009/6 Организация Объединенных Наций Конференция государств – Distr.: General участников Конвенции 15 September 2009 Russian Организации Объединенных Original: English Наций против коррупции Третья сессия Доха, 9-13 ноября 2009 года Пункт 2 предвари...»

«РЕЗОЛЮЦИЯ VI Международной конференции "Горнодобывающая промышленность Баренцева Евро-Арктического региона: взгляд в будущее" (МГПК БЕАР – 2016) г. Кировск 1718 ноября 2016 г.Участники конференции отмечают: Баренцев Евро-Арктический регион стратегически важный сектор Арктики, богатый природными...»

«ОТКРЫТЫЕ СЛУШАНИЯ "ИНСТИТУТА ПЕТЕРБУРГА". ЕЖЕГОДНЫЕ КОНФЕРЕНЦИИ ПО ПРОБЛЕМАМ ПЕТЕРБУРГОВЕДЕНИЯ. 2007 – 2010 ГГ. Л. Ю. Сапрыкина МНОГОЕ О. МАЛОМ ПРОСПЕКТЕ ПЕТРОГРАДСКОЙ СТОРОНЫ Малый проспект Петроградской стороны – одна из старейших улиц нашего...»

«Международная научно-практическая конференция "Консервативные традиции и либеральные ценности в постсоциалистической России" Саратов. 22-23 сентября 2016. И.И. Санжаревский, доктор политических на...»

«В Бразилию (август – сентябрь 2001 г.) 1. Пантанал Мы ехали в Бразилию, в Сан Пауло, в тамошний университет. Поездка была рассчитана на две недели. В начале предполагалась конференция, дня на два – на три, в самом конце – курс лекций, на пять дней. А в промежутке планировалось несколько дней разв...»

«zadanie_19_ege_obschestvoznanie_2016.zip Стороной картошка причитается от 43°c до 26°c косорукая 30°c; в июльские самоварчики алкоголическая ароматизация прокатывается около 0°c. Шпульке обласканы пресеты bodyslide д...»

«КОМЬЮНИТИ-МЕДИА ПЕРМСКОГО КРАЯ: "ОБЩИНОЙ, ДЛЯ ОБЩИНЫ, ОБ ОБЩИНЕ" А.В. Пустовалов Пермский государственный национальный исследовательский университет, доцент E-mail: theyareeverywhere@gmail.com З.С. Антипина Пермский государственный национальный исследовательский уни...»

«МАТЕРИАЛЫ V СТУДЕНЧЕСКОЙ МЕЖДУНАРОДНОЙ ЗАОЧНОЙ НАУЧНО-ПРАКТИЧЕСКОЙ КОНФЕРЕНЦИИ НАУЧНОЕ СООБЩЕСТВО СТУДЕНТОВ XXI СТОЛЕТИЯ ЕСТЕСТВЕННЫЕ НАУКИ Новосибирск, 2012 г. УДК 50 ББК 2 Н 34 Н 34 "Научное сообщество студен...»

«2017 УДК 159.9 ББК 81.002 К57 К57 Коллективный Когнитивная наука в Москве: новые исследования. Материалы конференции 15 июня 2017 г. Под ред. Е.В. Печенковой, М.В. Фаликман. – М.: ООО "Буки Веди", ИППиП. 2017 г. – 596 стр. Электронная версия ISBN 978-5-4465-1509-7 УДК 159.9 ББК 81....»

«Проект SWorld При поддержке: ВУЗов и Научно-исследовательских институтов России, Украины, Молдовы Оргкомитет конференции СОВРЕМЕННЫЕ НАПРАВЛЕНИЯ ТЕОРЕТИЧЕСКИХ И ПРИКЛАДНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ ‘2015 Modern directions of theoretical and applied researches ‘2015 Сучасні напрямки теоретичних і прикладних досліджень '2015 +380 (66) 790-12-05 (Украина) ww...»

«НАУЧНЫЙ ЖУРНАЛ ''GLOBUS'' МУЛЬТИДИСЦИПЛИНАРНЫЙ СБОРНИК НАУЧНЫХ ПУБЛИКАЦИЙ VІІ МЕЖДУНАРОДНАЯ НАУЧНО-ПРАКТИЧЕСКАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ "ДОСТИЖЕНИЯ И ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ НАУКИ" (03 апреля 2016г.) 2 часть г. Санкт-Петербург2016 © Научный журнал ''Globus'' УДК 082 ББК 94...»

«VII. Deutsch-Russischer Logistikund SCM Workshop DR-LOG’12 St. Petersburg, 16.-19. Mai 2012 VII. Российско-Немецкая конференция по логистике и SCM DR-LOG’12 Санкт-Петербург, 16-19 мая 2012 Спонсоры / Sponsoren Flexibility and adaptability of global supply chains: Tag...»




 
2019 www.mash.dobrota.biz - «Бесплатная электронная библиотека - онлайн публикации»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.