A. H. ЗАЙДЕЛЬ, Г. В. ОСТРОВСКАЯ, Ю. И. ОСТРОВСКИЙ
ТЕХНИКА И ПРАКТИКА СПЕКТРОСКОПИИ
ИЗДАТЕЛЬСТВО «НАУКА» ГЛАВНАЯ РЕДАКЦИЯ ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ МОСКВА 1972
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие.................................................................... 9
Введение...................................................................... 11
§ 1.	Измеряемые величины................................................... 11
§ 2.	Характеристики спектрального	прибора ................................. 13
§ 3.	Уширение спектральных	линий	прибором .............................. 14
Инструментальный контур (14). Полуширина спектральных линий (18) Роль ошибок измерений в исключении инструментального контура (20). Разрешающая способность (21).
Глава I. Призма ..................................................... 23
§ 1.	Элементы призмы и оптические материалы................................. 23
§ 2.	Преломление в плоскости главного сечения .............................. 25
Предельный угол (25). Угол наименьшего отклонения (26). Угловое увеличение призмы (26).
§ 3.	Дисперсия призмы....................................................... 28
Вывод формулы дисперсии (28). Дисперсия системы призм (29)
§ 4.	Разрешающая способность призмы ........................................ 29
Теоретическая разрешающая способность (29) Влияние поглощения па разрешающую способность призмы (31) Дефекты изготовления призм и разрешающая способность
(32).
§ 5.	Потери света па отражение и поляризующее действие призмы................ 33
§ 6.	Астигматизм п кривизна спектральных линий .............................. 35
Астигматизм призмы (35) Кривизна спектральных линий (36).
§ 7.	Типы призм............................................................   38
Жидкостные призмы (38) Призма Резерфорда (39) Призма прямого зрения Амичп (39) Призма постоянного отклонения Аббе (39) Призма Корню (40) Автоколли-мационпая призма (призма Литтрова) (40) Системы постоянного отклонения (40). Призма Фери (41) Многопризменные системы (42).
Глава II. Дифракционная решетка ............................................... 44
§ 1.	Устройство решетки и ее основные свойства............................. 44
Принцип действия (44) Спектры разных порядков (45). Разрешающая способность (45). Дисперсия (45) Переложение порядков (46)
§ 2.	Инструментальный контур............................................... 46
Прозрачная дифракционная решетка (46) Отражательная дифракционная решетка (50). Эффективность дифракционной решетки (52).
§ 3.	Кривизна спектральных линий .......................................... 53
§ 4.	Вогнутые решетки...................................................... 55
Принцип действия (55) Астигматизм решетки (57) Схемы установок вогнутых решеток (58).
§ 5.	Технология изготовления решеток и их эксплуатация..................... 60
Изготовление решеток (60). Чистка и восстановление решеток (63) Реплики (63).
Глава III. Классификация спектральных приборов и основные их характеристики ......................................................................... 64
§ 1.	Типы спектральных приборов............................................ 64
Спектрограф (64) Монохроматор (65) Спектроскоп (65) Сти.юскоп (66) Стило-метр (66) Спектрометр (66). Спектрофотометр (66). Кваптометр и полихроматор (66).
§ 2.	Параметры призменных и дифракционных приборов ........................ 66
Основные характеристики (66). Геометрические размеры (66). Фокальная поверхность (67). Увеличение спектральных приборов (69) Астигматизм и кривизна спектральных линий (71).
§ 3.	Дисперсия ............................................................ 72
§ 4.	Разрешающая сила ..................................................... 75
Практическая разрешающая сила (75). Разрешающая сила и ширина щели (76) Разрешающая сила и дисперсия (78). Оценка практической разрешающей силы (80).
§ 5.	Светосила спектрального прибора....................................... 80
Светосила монохроматора (81). Связь светосилы и разрешающей способности монохроматора (83). Светосила спектрографа (84). Сравнение светосилы дифракционных и призменных приборов (85).
6
ОГЛАВЛЕНИЕ
§ 6.	Пропускание спектрального прибора........................................ 86
Потери на поглощение (87). Потери на отражение и поляризация света (87) Потери на рассеяние (89). Отраженный и рассеянный свет в спектральных приборах (89). Интерференционные явления в приборах (90).
§ 7.	Критерии сравнения спектральных приборов................................. 92
§ 8.	Температурное смещение и дефокусировка спектральных линий ....	93
Глава IV. Спектральные приборы.................................................... 96
§ 1.	Конструктивные элементы призменных и дифракционных спектральных приборов...................................................................... 96
Шель (96). Фокусирующая оптика (98) Кассетная часть (100). Рельс и рейтеры (102). Основание и корпус прибора (102) Приспособления для определения длин волн (102). Гартмановская диафрагма (103).
§ 2.	Приборы для визуальных наблюдений....................................... 103
Карманные спектроскопы (103) Стилоскопы и стилометры (104).
§ 3.	Монохроматоры........................................................... 106
Двойные монохроматоры (106) Призменные монохроматоры с линзовой оптикой (107). Призменные монохроматоры с зеркальной оптикой (107). Монохроматоры с дифракционной решеткой (108). Фокальный монохроматор (111)
§ 4.	Призменные спектрографы................................................. 112
Призменные приборы для видимой области (ИЗ). Призменные спектрографы для ультрафиолетовой области (114).
§ 5.	Дифракционные спектрографы.............................................. 118
Спектрографы с плоской решеткой (118). Спектрографы с вогнутой решеткой (119). Способы разделения порядков (119). Спектрографы со скрещенной дисперсией (122).
§ 6.	Приборы с фотоэлектрической регистрацией................................ 122
Одноканальные приборы (123). Многоканальные приборы (124). Спектрофотометры (125).
Глава V. Освещение и (фокусировка спектральных приборов.......................... 128
§ 1.	Освещение спектрального прибора......................................... 128
Яркость предмета него изображения (128) Освещение щели поверхностным источником (129). Освещение щели объемным источником (131). Когерентное и некогерентное освещение щели (134).
§ 2.	Конденсоры.............................................................. 135
Однолинзовый конденсор (135). Зеркальный конденсор (136). Получение локальных спектров (137). Равномерная освещенность в спектре (137). Виньетирование (139). Цилиндрические и сфероцилиндрические конденсоры (140). Трехлинзовый конденсор (141). Растровый конденсор (142).
§ 3.	Установка источника и осветительной системы............................. 143
Установка источника света (143). Установка осветительных линз (143). Установка слабых и импульсных источников (145). Установка ширины щели (145).
§ 4.	Фокусировка спектрального прибора....................................... 146
Выбор источника и системы освещения (146). Острота фокусировки (147). Критерии оптимальной фокусировки (148). Фокусировка призменных спектрографов (150). Фокусировка дифракционных приборов с плоской решеткой (152). Фокусировка приборов с вогнутой решеткой (152). Фокусировка фотоэлектрических приборов (152).
Глава VI. Приборы высокой разрешающей силы ................................ 154
§ 1.	Типы приборов высокой разрешающей силы и их основные свойства . .	154
Принцип действия (154) Пластинка Люммера (155). Эшелон Майкельсона (158). Эталон Фабри — Перо (161).
§ 2.	Основные характеристики эталона Фабри — Перо ....................... 163
Дисперсия (164). Постоянная эталона (164). Аппаратная функция (164). Разрешающая способность (167) Аппаратная функция и разрешающая способность реального эталона (169). Светосила (171).
§ 3.	Типы и конструкции эталона и методы работы с ним.................... 174
Устройство эталона (174). Юстировка (174). Влияние температуры па инструментальный контур (176). Скрещивание эталона с дополнительным спектральным прибором (176). Фотоэлектрическая регистрация излучения, прорущенного Эталоном (177). Регистрация быстропротекающих процессов (179). Исследование спектров поглощения (180). Сложный эталон (мультиплекс) (180). Автоколлимационная схема (181). Сферический эталон (183).
Глава VII. Спектральные приборы с временным разрешением.................. 186
§ 1.	Методы и ограничения скоростной спектроскопии ....................... 186
§ 2.	Классификация спектральных приборов с временным разрешением . . .	187
§ 3.	Электронно-оптические преобразователи и усилители света ............. 189
§ 4.	Спектрометры со сканированием спектра................................ 192
Сканирование вращением или колебанием диспергирующего элемента (192) Сканирование движением входной или выходной щели (193). Сканирование спектра вращением или колебанием зеркал (194). Электронно-оптическое сканирование (194). Электронный затвор для получения спектров многократно повторяющихся процессов (195). Искажения, вносимые приемно-регистрирующей системой при сканировании (195).
§ 5. Установки для получения разрешенных во времени стигматических спектров ......................................................................... 198
Механические затворы (198). Электрооптические затворы (200). Магнитооптические затворы (201). Электронно-оптические преобразователи в качестве затворов (201). Киноспектрографы (202).
§ 6. Спектрохронографы....................................................... *96
ОГЛАВЛЕНИЕ
7
Глава VIII. Спектральные приборы с селективной модуляцией...................... 207
§ 1. Приборы с селективной амплитудной модуляцией .......................... 207
СИСАМ (207). Разрешающая способность СИСАМа (210). Геометрический фактор СИСАМа (210). СИСАМ СП-101 (211). Растровый спектрометр Жирара (212).
§ 2. Фурье-спектрометры.....................................................214
Принцип действия (214). Фурье-спектрометр ИТ-69 (216). Фурье-спектрометры FS-720/820 (217). Фотографическая регистрация в фурье-спектроскопии (217). Оптическое восстановление спектра но интерферограмме (218). Фотоэлектрическая регистрация спектроголограммы и оптическое фурье-преобразование (220).
Глава IX. Светофильтры......................................................... 221
§ 1.	Общие свойства светофильтров ......................................... 221
§ 2.	Абсорбционные фильтры................................................. 222
Стеклянные светофильтры (223). Жидкостные светофильтры (229). Газовые абсорбционные светофильтры (232). Полупроводниковые фильтры (234). Желатиновые и другие органические светофильтры (234). Изменение свойств абсорбционных фильтров под действием нагревания и облучения (235). Сетки (236)
§ 3.	Отражающие фильтры.................................................... 236
Металлические пленки (236). Многослойные диэлектрические зеркала (237).
§ 4.	Интерференционные фильтры ............................................ 238
Отражательные интерференционные фильтры (240). Интерференционный фильтр с использованием полного внутреннего отражения (240).
§ 5.	Дисперсионные фильтры................................................. 241
Фильтр Христиапсена (241). Светофильтр Брумберга (242)
§ 6.	Интерференционно-поляризационные фильтры.............................. 242
Фильтр Вуда (243). Температурная зависимость длины волны максимума пропускания (244). Апертура фильтра и требования к точности обработки поверхностей (245). Фильтр Лио (246). Изменение длины волны пропускания (247).
Глава X. Источники света....................................................... 248
§ 1.	Основные свойства..................................................... 248
§ 2.	Источники сплошного спектра........................................... 250
Тепловые источники (250). Водородная лампа (252). Дуга (253). Импульсные источники сплошного спектра (254) Лазерная искра (254)
§ 3.	Источники линейчатого спектра ........................................ 255
Основные параметры и соотношения (25 5). Ширина спектральных линий (257). Дуга (259) Дуга переменного тока (263). Плазматроны (264). Искра (264). Источники низкого давления (266). Тлеющий разряд (267) Высокочастотный разряд (268). Полый катод (269). Атомный пучок (270). Резонансная лампа (271). Лазеры (272).
Глава XI. Измерение длин волн ................................................... 274
§ 1.	Нормали длин волн спектральных линий ................................... 274
Первичный эталон длин волн (274). Вторичные нормали (275)
§ 2.	Влияние рефракции воздуха на измерения длин волн........................ 277
Связь между длинами волн в воздухе и вакууме (277) Измерения длин волн в условиях, отличных от стандартных (278).
§ 3.	Фотографические измерения длин волн..................................... 279
Спектр сравнении (279). Измерение длин воли по расстояниям на фотоэмульсии (281). Линейная интерполяция (281). Формула Гартмана (282). Интерполяция отрезком параболы (282).
§ 4.	Измерительные приборы и техника измерения .............................. 283
Измерительные приборы (283). Установка и освещение спектрограммы (285). Выбор увеличения (285). Уменьшение влияния зернистости (285). Техника измерений (286).
Глава XII. Энергетические измерения в спектре.................................. 288
§ 1.	Типы приемников излучения .............................................. 288
§ 2.	Свойства фотографических слоев ......................................... 289
Плотность почернения фотослоя (289). Чувствительность фотографических слоев (291).
Изменение чувствительности по слою (293). Спектральная чувствительность (293). Зависимость плотности почернения от обработки слоя (295). Влияние характера изображения (295) Ореолы (296). Зернистость эмульсии (297).
§ 3.	Нанесение марок почернения ............................................ 298
Построение характеристической кривой (298). Ступенчатый ослабитель (298). Изменение ширины щели (300). Ступенчатый сектор (300). Диафрагмы и другие способы нанесения марок почернения (300).
§ 4.	Измерение почернений................................................... 301
Микрофотометры (302) Микрофотометрирование (305).
§ 5.	Фотографическая фотометрия ............................................ 306
Монохромная фотометрия (306). Учет фона (307). Сравнение слабой и сильной линии (308). Получение характеристических кривых при монохромной фотометрии (308). Гетерохромная фотометрия (309). Абсолютные измерения (310). Точность энергетических измерений (311).
§ 6.	Фотоэлементы и счетчики фотонов ....................................... 311
Вакуумный фотоэлемент (311). Спектральные характеристики (311). Чувствительность фотокатода (312) Газонаполненные фотоэлементы и счетчики (313).
§ 7.	Фотоумножители ........................................................ 314
Вторичная электронная эмиссия (314). Устройство фотоумножителей и их характеристики (314). Коэффициент усиления (315). Чувствительность ФЭУ (315). Схемы вклю-
чения фотоумножителей (319)
8
ОГЛАВЛЕНИЕ
§ 8.	Измерение фототоков.................................................. 320
§ 9.	Сравнение фотографического и фотоэлектрического методов.............. 323
Глава XIII. Исследование спектров поглощения ................................. 325
§ 1.	Наблюдение спектров поглощения....................................... 325
§ 2.	Основные характеристики линейчатых спектров поглощения и особенности их экспериментального определения................................... 325
Основные характеристики линий поглощения (327) Погрешности измерений (328). Особенности измерения параметров линии поглощения (3 29). Требования к разрешающей способности (330). Измерение интегральных характеристик линий поглощения (332).
§ 3.	Источники систематических ошибок при измерении линий поглощения .	336
Рассеянный свет и его характеристики (338). Поправки па неселективное рассеяние (338). Монохроматическое рассеяние (339). Учет крыльев линии (340).
§ 4.	Методы получения поглощающего слоя................................... 341
Кюветы (342). Печи (346). Другие способы получения поглощающего гтолба паров (348).
Глава XIV. Методы исследования аномальной дисперсии........................... 349
§ 1.	Метод Пуччианти...................................................... 349
§ 2.	Метод крюков......................................................... 351
Описание метода (351). Рабочие формулы (353). Погрешности метода крюков (355). Интерферометр (356). Настройка интерференционной картины (357). Юстировка головок интерферометра (358). Пластинки, вводимые в интерферометр для образования крюков (359). Увеличение чувствительности метода крюков (360)
§ 3.	Другие методы исследования дисперсии................................. 361
Метод наложения интерференционных картин, развернутых по спектру (361). Метод зеркального наложения (362). Трехлучевой интерференционный метод (363).
Литература.................................................................... 365
Предметный указатель.......................................................... 370
ПРЕДИСЛОВИЕ
Экспериментальное решение большинства спектроскопических задач сводится к изучению спектрального состава и яркости излучения, исследованию распределения этих величин по поверхности источника и изменения их во времени. Эти исследования проводятся на установках, включающих три основных элемента: спектральный прибор, приемник излучения, измерительное устройство. Спектральный прибор разлагает излучение в спектр, приемник преобразует падающую на него энергию, измерительное устройство позволяет измерить спектральное, пространственное или временное распределение излучения.
Устройство и параметры каждого из этих элементов могут быть самыми разнообразными в соответствии с характером решаемой задачи.
Описанию этих устройств, методов и приемов работы с ними и посвящена настоящая книга.
Устройство спектральных приборов и техника работы с ними изложены в значительном числе книг, изданных на русском языке. Некоторые из них [1, 2, 3], например прекрасная книга С. Э. Фриша «Техника спектроскопии», вышли достаточно давно и уже в значительной степени не соответствуют современному состоянию вопроса. Другие посвящены отдельным разделам спектроскопического исследования — приборам [4—7], приемникам [8—11], методам спектрального анализа [12—16], инфракрасной [17— 19] и вакуумной ультрафиолетовой [20] частям спектра, спектроскопии высокого разрешения [21— 23].
Изложение методов спектроскопического исследования в нашей книге будет в основном ограничено областью длин волн 2000—10 000 А. Основное внимание уделено атомной спектроскопии.
Методы молекулярной спектроскопии, а также спектроскопии конденсированной фазы представляют самостоятельный интерес (см., например, [14, 24, 25]) и нами здесь не рассматриваются.
В отборе материала немаловажную роль играли, разумеется, вкусы и опыт работы авторов. В книге, посвященной экспериментальным вопросам, нам представляется это особенно важным, так как приемы и техника эксперимента до сих пор в значительной части остаются искусством, передаваемым в лабораториях от поколения к поколению.
Книга написана как учебное пособие по курсу прикладной спектроскопии для студентов университетов и других высших учебных заведений. Поэтому авторы не ставили своей целью дать исчерпывающую библиографию
10	ПРЕДИСЛОВИЕ
по рассматриваемым вопросам. Литературные ссылки давались обычно лишь в случаях, когда приводились конкретные результаты исследований, выполненных за последние 10—15 лет, а иногда для указания источников, в которых проблема изложена более подробно.
Авторы надеются, что книга окажется также полезной научным работникам и инженерам, использующим в своей работе методы спектроскопии.
Авторы очень благодарны Ю. И. Коровину, Л. В. Липису и П. Ф. Паршину, прочитавшим всю рукопись книги и обратившим наше внимание на ряд неточностей и упущений.
В. А. Архипов, Н. Р. Батарчукова, Т. И. Вейнберг, А. С. Дубовик, А. Г. Жиглинский, Н. П. Пенкин и М. П. Чайка любезно согласились прочесть отдельные главы рукописи. Их замечания были нами с благодарностью учтены.
ВВЕДЕНИЕ
§ 1. Измеряемые величины
В спектроскопии для измерений мощности, энергии и других характеристик излучения обычно пользуются не фотометрическими единицами, а энергетическими. Фотометрические величины связаны с энергетическими через функцию видности, которая отлична от нуля только в видимой части спектра. Поэтому в области длин волн короче 3600 и длиннее 7000 А такие понятия, как люмен, люкс, стильб, теряют смысл. Тем не менее понятия яркость, световой поток, освещенность сохраняются в спектроскопии и для ультрафиолетовой и для инфракрасной областей, несмотря на утрату их первоначального значения, связанного с визуальным восприятием. Однако в качестве единиц при спектроскопических измерениях используются либо единицы системы СИ или СГС, либо принятые в атомной физике: электрон-вольты при измерении энергии термов, число квантов в секунду при измерении величины светового потока и др. Ниже приводятся основные величины, с которыми нам придется иметь дело, и их обозначения.
Энергетический поток является величиной, аналогичной световому потоку. Иногда говорят просто поток. По определению поток (Ф) — это количество лучистой энергии в заданном интервале длин волн (Xj — Х2), протекающее в единицу времени сквозь некоторую площадку о. Поток имеет размерность мощности и измеряется обычно в ваттах или микроваттах. Часто наряду с интегральным потоком Ф приходится иметь дело со спектральным потоком, т. е. с потоком, приходящимся на единичный интервал длин волн <рх или на единичный интервал волновых чисел <pv. Интегральный поток связан со спектральным соотношением
12	V2
Ф = j <рх dK = j <pv dv.	(1)
Xl	VI
Освещенность E — это поток, приходящийся на единицу площади освещаемой поверхности. Освещенность измеряется в ваттах на 1 см2. Часто освещенность выражается числом квантов в секунду, приходящихся на 1 см2.
Яркостью источника в данном направлении называется поток, посылаемый единицей видимой поверхности в пределах единичного телесного угла:
<1Ф
ф о cos <pdQ ‘
(2)
Здесь ст — площадь излучающей поверхности, dQ — телесный угол, в котором излучается поток d<t>, ф — угол между нормалью к площадке ст и направлением наблюдения.
Для широкого класса источников яркость не зависит от направления наблюдения. В этих случаях ипдекс ср опускается и яркость обозначается
12
ВВЕДЕНИЕ
через В. Правильнее называть эту величину интегральной яркостью. Спек* тральная яркость b-f (или bv) связана с интегральной соотношением
Л2	V2
В= j bf,d‘k = $ bv dv.	(3)
Xi	vi
Единица измерений яркости ватт с 1 с.и2, в единице телесного угла — ---—т;-. Спектральная яркость, как и поток, относится к 1 А или 1 ел-1. см^стерад	х	г
Интенсивность спектральных линий I определяется как мощность, излучаемая единицей объема источника в интервале длин волн, соответствующем полной ширине данной спектральной линии:
Л2
/ = j	(4)
м
где ix — спектральная мощность излучения, соответствующая данной линии-Пределы интегрирования выбираются до таких длин волн, где ix практически падает до нуля. Так как это падение происходит обычно достаточно-быстро, то пределы интегрирования можно расширить. Величина I при этом стремится к некоторому пределу, и мы можем написать
оо
/= J ixdX.	(5>
— оо
Такие пределы интегрирования обычно удобнее для теоретических расчетов, в то время как при измерениях можно ограничиться сравнительно небольшими расстояниями от центра линии.
Экспозиция Н — это энергия, приходящаяся на единицу поверхности фотопластинки
Н = Et.	(6)
В большинстве спектральных исследований проводятся относительные, а не абсолютные измерения и соответственно все величины выражаются в условной относительной шкале. В случаях абсолютных энергетических измерений пользуются обычными энергетическими единицами: дж, эрг, вт/см2, эрг! см2 и т. д.
Длина волны излучения X является основной величиной, с которой приходится иметь дело спектроскописту. Более логично было бы для характеристики излучения пользоваться частотами v — с/Х, волновыми числами v = = v/c0 или круговыми частотами со = 2nv (с — скорость света в данной среде, с0 — скорость света в вакууме). Эти величины определяются только свойствами источника, в то время как длина волны зависит от показателя преломления среды. Частотами и волновыми числами обычно пользуются при исследовании радио- и инфракрасного диапазонов. Изучение этих областей развивалось значительно позднее спектроскопии видимого и ультрафиолетового излучения, для которых еще привычнее измерять длины волн, а не частоты. Все табличные данные в литературе приведены в длинах волн, а не в волновых числах. Это, в сущности, и определяет традицию употребления этой величины как основной количественной характеристики спектральных линий.
Наиболее употребительная единица для измерения длин волн — ангстрем (10~10 .и). Система СИ предусматривает в качестве единицы измерения
S 2]
ХАРАКТЕРИСТИКИ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИПОРА
13
нанометр (10-9 м, или 10 А). Наряду с этими единицами часто употребляется микрон (10-в Л1, или 104 А) и миллимикрон (10-9 л», или 10 А).
Волновые числа обычно измеряют в обратных сантиметрах (см-1) (число длин волн, укладывающихся на 1 см). Иногда эту величину называют кайзером. Частоты измеряют в сек-1.
§ 2. Характеристики спектрального прибора
Спектральный прибор производит гармонический анализ падающего излучения. Этот анализ в оптике осуществляется чаще всего с помощью диспергирующего элемента, отклоняющего лучи разных длин волн на раз-
личные углы.
Существуют и другие принципы спектрального анализа излучения. Здесь мы назовем селективные фильтры, пропускающие свет только в задан-
ной узкой спектральной области, различные приборы, действие которых
основано на многолучевой интерференции. а также новые типы приборов, основанные на селективной частотной и амплитудной модуляции излучения (фурье-спектрометры и СИСАМы).
Идеальным следует считать такой спектральный прибор, распределение энергии на выходе которого не зависит от его конструкции и особенностей, а определяется только свойствами источника излучения. В дейст-
Рис. 1. Общая схема спектрального прибора
вительности и спектральный прибор, и приемник излучения вносят в спектр
искажения.
Рассмотрим типичную схему спектральной установки (рис. 1). Она содержит щель 1, диспергирующий элемент 2, фокусирующую оптику 3. Спектр, представляющий собой дискретную или непрерывную последовательность изображений щели, образованных лучами различных длин волн (А,х, Х2, Х3, . . .), образуется на фокальной^поверхности 4. Эти изображения попадают на приемник 5, которым может быть глаз, фотопластинка, фотоэлемент, термопара и т. д. В зависимости от способа регистрации — визуальной, фотографической или фотоэлектрической — спектральный прибор называют спектроскопом, спектрографом или спектрометром. В последнем случае приемник не обладает способностью пространственного разрешения отдельных элементов спектра и для их выделения на фокальной поверхности прибора располагают одну или несколько диафрагм.
Изменение угла отклонения луча (р с изменением длины волны А, характеризует угловую дисперсию прибора
Г)
d/.
(7)
Прибор характеризуется также линейной дисперсией Di, называемой также просто «дисперсией» *). Линейная дисперсия Dt по определению будет
dl
dk ’
Dt
(8)
*) Следует иметь в виду, что термин «дисперсия» употребляется в спектроскопии также и в другом смысле. Дисперсией называют зависимость п от А, где п — показали
тель преломления вещества, а также величину .
14
ВВЕДЕНИЕ
где I — длина дуги, отсчитанная от какой-нибудь точки фокальной поверхности до места пересечения ее с лучом. Вместо этой величины прибор часто-характеризуют обратной величиной (обратной дисперсией)
Измеряется обратная дисперсия обычно в ангстремах на миллиметр.
Из общей энергии, испускаемой источником, до приемника доходит лишь небольшая часть, пропускаемая спектральным прибором. Она характеризуется величиной, называемой светосилой прибора, которая различна для излучений разных длин волн. Чувствительность приемников также зависит от длины волны. Способность прибора разделять две близко расположенные спектральные линии определяется его разрешающей силой, или разрешающей способностью.
Количественное выражение для всех этих понятий будет дано в дальнейшем.
§ 3. Уширение спектральных линий прибором
Инструментальный контур. Разберем идеализированный случай, когда спектр излучения состоит из конечного числа отдельных монохроматических линий. В действительности такой случай не может реализоваться уже из-за того, что энергетические уровни атомов и молекул имеют конечную ширину. Однако введение идеализированного монохроматического излучения, как мы увидим далее, вполне целесообразно.
Если бы прибор не вносил искажений в спектральное распределение энергии этого идеализированного источника, то на выходе прибора мы получили бы ряд бесконечно узких спектральных линий. В действительности же образованные спектральным прибором линии, даже если они соответствуют монохроматическому излучению, всегда имеют конечную ширину. Это связано со следующими обстоятельствами: 1) спектральная линия является изображением входной щели, которая в реальном приборе всегда имеет конечную ширину; 2) дифракционные явления в приборе уширяют геометрическое изображение; 3) аберрации и дефекты оптической системы приводят к дальнейшему уширению изображения; 4) регистрирующее устройство расширяет изображение, даваемое прибором.
В зависимости от конструктивных особенностей прибора любая из этих причин может быть главной. Иногда основной вклад в уширение вносится двумя из них, иногда все причины действуют равноправно.
Таким образом, спектральный прибор, регистрируя монохроматическое излучение, записывает некоторый контур конечной ширины. Каждому элементу этого контура соответствует сигнал
dФ = Ф/ (X) dX,	(10)
где Ф — интегральный сигнал, соответствующий полному регистрируемому потоку.
Функция / (X) определяется свойствами спектрального прибора и носит название аппаратной функции или инструментального контура. Из (10) следует, что аппаратная функция должна удовлетворять условию нормировки
оо
J/(X)dX=l.	(И)
о
В спектрографе каждой длине волны X соответствует угол отклонения <р и определенная точка фокальной поверхности с координатой х. Поэтому аппаратная функция может быть также записана в виде / (х) или / (<р).
5 3]
УШИРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ ^ПРИБОРОМ
15
Если не учитывать уширения контура, которое вносит фотопластинка, то функция / (X) пропорциональна распределению освещенности, создаваемому на фокальной поверхности спектрографа монохроматическим источником.
Форма инструментального контура может быть самой разнообразной. Рассмотрим некоторые частные случаи, которые реализуются при работе с призменными и дифракционными спектрографами *).
1.	Положим, что щель прибора бесконечно узка и изображение ее расширяется только вследствие дифракции на краях призмы. В этом случае аппаратная функция рассчитывается по формуле фраунгоферовой дифракции на прямоугольном отверстии, которым являются края призмы или решетки. Распределение освещенности вдоль направления дисперсии будет задаваться функцией	г
ЕФ = ЕО^^-	(12)	А
Здесь и = sin ср, Ъ — линей-	I I
ный размер диафрагмы, ограничи-	I 1
вающий ширину пучка. Угол	<р от-	I	I
считывается в обе стороны от центра	г^Р"1
изображения щели.	J	|
Для малых углов sin ф »	ф	и	]	Л
формула (12) принимает вид	л	9
. „ лЬ	/1	J \
F 31П ~- Ф	/ I \
—'"г	——1—т-*~ *г<~—'Ф
ВЧ2' -44} 'ЧЧг
Рис. 2. Дифракционный инструментальный
Из формулы (13) ВИДНО, ЧТО осве-	контур.
щенность Ед, равна нулю для ф=АХ/&,
где к — целое число. Исключение составляет случай, когда к = 0, для которого наблюдается максимальное значение Еф = Ео. Между минимумами функции Еф лежат вторичные максимумы.
График распределения освещенности показан на рис. 2. Функция, описывающая распределение освещенности в фокальной плоскости, простирается до бесконечности в обе стороны, однако величины максимумов быстро падают с увеличением номера максимума приблизительно по закону
/ ^<р \	_	4
\ Ео /max Л2 (2/с +1)2
(14)
Для первого максимума к = 1, для второго к = 2 и т. д.
Это выражение легко получить из (13), если предположить, что макси-2А — 1
мумы функции Ец, имеют место при <р = —— к/b. В действительности максимумы наблюдаются при несколько отличных значениях <р: первый 2,86 .	3 «	-	4,92 . ,,
максимум при <р = —и— л/о вместо -к- л/о, второй — при <р = —ц— л/о
вместо — к/b и т. д.
Из формулы (14) следует, что величины освещенности в последовательных дифракционных максимумах относятся как 1 : 4/9 л2 : 4/25л2 : 4/49л2
*) Другие случаи, относящиеся к монохроматорам, приборам высокого разрешения, приборам с селективной модуляцией и приборам с временным разрешением, будут рассмотрены в соответствующих главах.
16
ВВЕДЕНИЕ
и т. д. Ширина области Аф, охватываемой нулевым максимумом, равна 2Х/&. Остальным максимумам соответствует ширина Mb.
Введя вместо угла ф расстояние х, отсчитанное от центра линии вдоль направления дисперсии (ф = xlr), получаем для распределения освещенности в фокальной плоскости
 ,15>
\ X г)
В обычных схемах спектрографов г равно фокусному расстоянию линзы, строящей изображение линии в фокальной плоскости.
Введя величину 6Z = (Х/&) г, равную расстоянию между главным максимумом и ближайшим к нему минимумом, формулу (15) можно записать в виде
, sin2(rtz/6Z)
(nz/dZ)2 ‘
(16)
2.	Рассмотрим теперь случай широкой щели, освещенной монохроматическим светом. Будем считать, что ширина геометрического изображения щели во много раз превышает ширину изображения нулевого дифракционного максимума. В этом случае явлениями дифракции можно пренебречь, и освещенность в фокальной плоскости будет постоянна по всему изображению щели. Инструментальный контур описывается функцией
/г (*)	|
На' О
при |;г|<а72, при |х|>а'/2,
(17)
где а' — ширина изображения щели. График этой функции представлен на рис. 3.
3.	Рассмотрим, наконец, случай, когда щель широка, но не настолько, чтобы можно было пренебречь явлениями дифракции на краях призмы,
и получим вид инструментального контура для этого случая.
Щель можно рассматривать как светящийся источник конечной ширины. Разобьем ее на ряд узких источников шириной dy, находящихся на расстоянии у от ее центра. Будем считать, чтс отдельные элементарные источники некогерентны Иначе говоря, при наложении световых волн, идущих от этих источников, не происходит ин терференции и складываются не амплитуды све товых колебаний, а энергии. Расчет может быт! без труда проведен и для случая, когда отдель ные элементы щели излучают когерентный свет
Каждый элемент щели можно рассматривал! как бесконечно узкую щель, излучающую моно хроматический свет. В фокальной плоскости та
„ „ „	„	кой элемент создает освещенность, описываемув
Рис .3 Прямоугольный ИНСТРУ- „	„	-
ментальный контур. функцией (15). Чтобы вычислить освещенность 1 некоторой точке фокальной поверхности, соот ветствующей длине волны X, мы должны просуммировать освещенности, соз даваемые в этой точке дифракционными изображениями от всех элемен тарных участков щели (рис. 4).
Элементу щели с координатой у' будет соответствовать дифракционно' изображение с координатой главного максимума х'. Освещенность, создавав
6 3J
УШИРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ ПРИБОРОМ
17
мая этим элементом в фокальной поверхности, описывается функцией (16), где аргумент х следует заменить на т—х', в соответствии со сдвигом главного максимума па величину х' от начала координат.
Суммарную освещенность от всех элементарных участков щели можно получить, проинтегрировав функцию (х— х') по х от—а— до -!-у, точек, соответствующих геометрическим изображениям краев щели. Опа будет описываться функцией
J /.(x-ZJrfy- j	(18)
u'/l	a’,'l
График этой функции представлен на рис. 4 — пунктирная кривая.
В случае когерентного освещения щели происходит суммирование амплитуд световых волн, идущих от отдельных элементов щели, а освещенность
Рис 4. Свертка прямоугольного и дифракционного контуров.
Рис 5. К объяснению свертки двух функций.
вычисляется как квадрат суммарной амплитуды. Распределение освещенности в этом случае описывается функцией
V ’	1 J [Я (г —т )/0Z| J	v '
"'/2
В бо.чее общем случае, когда одна из причин уширения линии дает контур, описываемый функцией (х), а другая — контур /2 (х) (х — расстояние, отсчитанное от максимума контура линии), способ получения результирующего контура будет тем же. Один из контуров, например (х), нужно разбить на малые элементы с координатами х' и шириной dx' (рис. 5). Каждый из этих элементов, будучи уширен действием второй причины, даст контур, описываемый функцией /2, по смещенный на величину х' вдоль осн х. Причем интенсивность в максимуме этого контура в случае пекогерент-ного освещения будет пропорциональна )) (х') dx'. Таким образом, вклад этого элемента в точке х суммарного контура будет составлять величину
dF (х) — f1 (х’) f2 (х — х') dx .
(20)
Суммарный контур получим, интегрируя это уравнение по всем элементам х' •.
оо
Fix'}-- fi (х')	— х') dx'.
(21)
2
A II Зайдель и др.
18
ВВЕДЕНИЕ
Интеграл, стоящий в правой части равенства (21), называется сверткой двух функций fr и /2.
Для большинства реальных распределений можно положить, что функции Д и /2 больше нуля внутри интервала х1 < г < х2, а вне зтого интервала они быстро спадают до нуля. Это дает возможность ограничиться конечными пределами интегрирования и переписать (21) в виде
*2
F (г) — j fi (#') /2 (z — х") dx'.	(22)
Важным свойством свертки двух функций является то, что
оо	оо
j fi (z') /2 —х') dx = j (x — x') f2 (x’) dx'.	(23)
- 00	— 00
Для доказательства достаточно заменить переменную интегрирования хг на х" = х — х .
Таким образом, если наблюдаемое уширение спектральной линии вызывается двумя причинами, то результирующий контур является сверткой двух функций, каждая из которых описывает коптур, обусловленный одной из причин уширения.
В случае, когда причин уширения три и каждая из них приводит к контуру, описываемому известной функцией (ж), то последовательное применение формулы (21) дает возможность написать
оо	оо
F(x) = J /3(^-x")[J ^х'Шх'-х'^х’] dx'.	(24)
— 00	— 00
В общем случае, если есть п независимых друг от друга причин уширения и каждая из них описывается функцией (ж), то результирующий контур Fn (х) может быть получен по следующей рекуррентной формуле, являющейся очевидным обобщением формулы (24):
ОО
Fn(x) = fn (х — х') Fn^i (х') dx'.	(25)
- оо
Обратимся теперь вновь к интегральному уравнению (21). Можно показать, что его решение, т. е. нахождение функции Д (х) по известные функциям F (х) и /2 (х), единственно, так как фурье-преобразование ядре уравнения /2 (х — х') не обращается точно в нуль ни в каком конечнол интервале. Последнее, в свою очередь, как можно показать [26], следует и: строгой теории дифракции и удовлетворяется для всех спектральных при боров. Следовательно, если известен результирующий контур и одип из дву: контуров свертки, то второй коптур в принципе всегда может быть опреде лен. Это чрезвычайно важное обстоятельство, имеющее большое значепи для оценки действия спектрального прибора.
Полуширина спектральных линий. При рассмотрении инструментал! ного контура спектрального прибора мы полагали, что его щель освещен монохроматическим излучением. В действительности всякая линия занимае некоторый более или менее широкий интервал длин волн. Спектральнс распределение энергии в пределах этого интервала задается функцией
(2
§ 3]
УШИРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ ПРИБОРОМ
19
описывающей контур спектральной линии. В большом числе случаев функция ф (X) с обеих сторон от ее максимума асимптотически стремится к нулю. Поэтому нельзя указать, какую область спектра занимает спектральная линия. За меру ширины линии обычно принимается тот интервал длин волн, на котором значение функции ф (X) уменьшается до половины своего максимального значения (рис. 6). Этот интервал АХ называется полушириной линии. Иногда величину АХ называют просто шириной линии. Таким же образом характеризуется и ширина инструментального контура. Для дифрак-
ционного контура угловая полуширина Аф 2срт (см. рис. 2) определяется из условия
sin (Ф1Л&/Х) =	1
Ф1Л&А	у/т ’
которое легко получить из уравнения (13), полагая Ev = % Ео. Графическое решение уравнения (27) дает
Ф! = 0,44 Х/&, Аф - 0,88 Х/6. (28)
Для прямоугольного контура понятие полуширины и ширины совпадают.
Из этих двух примеров видно, насколько условно понятие полуширины. В первом случае контур распространен далеко
по обе сторовы от максиму-
ма и полуширина является малой долей от общей протяженности контура. Во втором — полуширина контура равна его полной протяженности. Одна-
ко для всех практических приложений полуширина контура оказывается очень удобной характеристикой. Если инструментальный контур является сверткой образующих его отдельных контуров, то в случае немонохроматической линии ее реально наблюдаемый контур также будет сверткой контура самой спектральной линии и общего инструментального контура, вне зависимости от того, в результате каких эффектов инструментального уширения последний образован.
Таким образом, обозначив инструментальный контур, контур линии и суммарный контур соответственно через F (х), ф (х). и (л), получим
оо
и(х) — j /’(л')ф(л— x'^dx'. — оо
(29)
В случае, когда полуширина линии очень мала по сравнению с полушириной инструментального контура, ширина и форма свертки этих двух контуров практически совпадает с инструментальным. Действительно, если Ф (х — х') отлична от пуля только внутри малого интервала Ал, то свертка (29) может быть записана в виде
х f-Ax/2
н(л) = j Е(л')ф(л — x')dx'.	(30)
х-Ах/2
По теореме о среднем можно написать
u(x) = F(x') ф (л — x')dx',	(31)
a-Aa-/2
где х — некоторое значение х внутри интервала х — Ал/2<л<л4 Ал/2
2*
20
ВВЕДЕНИЕ
Учитывая, что
х |-Ах/2
j <р (х — х') dx' = 1,
х— Ах/ 2
перепишем (31) в виде
и (х) — F (х).	(32)
Так как F (х) мало меняется внутри интервала Ах, можно считать, что и (х) лз F (х), т. е. в этом случае суммарный контур действительно практически совпадает с инструментальным. Таким образом, мы вправе считать исследуемое излучение монохроматическим, если полуширина соответствующего ему спектрального распределения (спектральной линии) мала по сравнению с полушириной инструментального контура прибора. Наоборот, для непосредственного получения контура линии ширина инструментального контура должна быть мала по сравнению с шириной линии.
Обычно полуширина инструментального контура выражается в единицах длин волн или волновых числах (в ангстремах или обратных сантиметрах). Однако в некоторых случаях удобно выражать ее в линейных единицах, соответствующих расстоянию, которое изображение монохроматической спектральной линии занимает на фокальпой поверхности прибора. Если недостаточная определенность в способе измерения полуширины может привести к недоразумениям, различают понятия «спектральная полуширина» и «полуширина».
Роль ошибок измерений в исключении инструментального контура. Упомянутая выше теорема об однозначности решения уравнений типа (21), (29) приводит к парадоксальному на первый взгляд выводу. Если известен инструментальный контур F (х) и измерено наблюдаемое на выходе спектрального прибора распределение энергии и (х), то этим полностью определяется распределение энергии <р (х) в изучаемом спектре.
Это означает, что любым спектральным прибором, включая и небольшой школьный спектроскоп, можно провести сколь угодно детальное изучение спектра. Однако этот вывод противоречит хорошо известной практике, па основании которой мы знаем, что для изучения тонких деталей спектра нужны большие и сложные приборы, обладающие достаточно узким инструментальным контуром.
Противоречие между правильной теорией и не менее верной практикой объясняется тем, что в нашем теоретическом построении мы молчаливо предположили, будто необходимые для нахождения функции ср (х) величины F (х) и и (х) известны нам совершенно точно. В действительности обе эти функции могут быть получены лишь в результате экспериментального измерения распределения освещенности в фокальной поверхности прибора.
Эти измерения всегда содержат ошибки, связанные не только со свойствами и погрешностями измерительного устройства, по и с самой природой измеряемой величины — световой энергии, излучение и поглощение которой носит квантовый характер. Действительно, показания измерительного устройства чаще всего определяются энергией, попавшей па приемник.
Вопрос о роли случайных ошибок в определении спектрального распределения был строго рассмотрен Л. Халфиным [27]. Здесь мы только покажем, что по мере роста ширины инструментального контура по отношению к ширине контура линии для нахождения последнего, нужно тем точнее знать свертку обоих контуров, чем шире инструментальный контур, или соответственно чем уже контур исследуемой линии.
Уже было показало, что если контур спектральной линии <р (х) намного уже инструментального коптура прибора, то свертка обоих контуров прак
§ 3]	УШИРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ ПРИКОГОМ	21
тически пе отличается от последнего. При этом мы считали, что инструментальный контур F (х) практически постоянен внутри малого интервала длин волн \х, в котором функция <р (х) отлична от нуля. Если пе делать предположения о постоянстве F (х), то значение F (х) в некоторой средней точке интервала Дж можно записать как
F(x)^F(x)-'-^(x-x).	(33)
Тогда соотношение (32) примет вид
и(х) ж F (j)(х—х),	(34)
откуда
\u(x)-F(x)\~ |^(x-^)|<|^Ax|.	(35)
Из уравнения (35) следует, что чем уже контур исследуемой спектральной линии, тем меньше отличается свертка двух функций от аппаратной функции прибора и тем большая точность измерения и (я) и F (х) необходима для получения сведений о контуре исследуемой .линии. Таким образом, для получения достаточно полных сведений о распределении энергии в спектре ширина инструментального контура должна быть сравнимой, а еще лучше малой, по сравнению с шириной исследуемого участка спектра.
При больших световых потоках основная ошибка измерений связана с погрешностью измерительного устройства. По мере уменьшения величины измеряемого светового потока начинают играть роль ошибки, определяемые квантовым характером излучения. Во многих случаях, в частности для задач, связанных с измерением сверхтонкой структуры спектральных линий, и спектроскопии временного разрешения, именно эти статистические ошибки становятся определяющими. Неопределенность в значении спектральной яркости возрастает с уменьшением спектрального и временного интервала, в котором проводятся измерения, а также при уменьшении самой яркости.
Эта неопределенность делается наглядной, если мы перейдем к такому малому интервалу АХ, что на него будет приходиться в среднем, скажем, 1 квант в сек. Если вести измерения в течение часа, то будет зарегистрировано около 3600 квантов, что позволит достаточно хорошо определить среднее значение. Однако, проводя измерения на протяжении одной секунды, мы почти с одинаковой вероятностью зарегистрируем 0, 1 или 2 кванта, т. о. почти ничего не будем знать об их числе. Это накладывает принципиальное ограничение на точность измерения распределения энергии в спектре.
Разрешающая способность. Из приведенного рассмотрения видно, что ширина, а, вообще говоря, и форма инструментального контура определяют возможность прибора более или менее детально исследовать спектр. Это свойство прибора удобно характеризовать величиной, которая называется разрешающей способностью и измеряется тем наименьшим интервалом длин волн, для которого две монохроматические спектральные линии еще наблюдаются раздельно. Из предыдущего видно, что такое определение совершенно недостаточно, так как возможность раздельного наблюдения двух монохроматических линий целиком зависит от точности, с которой мы знаем инструментальный контур и можем измерить наблюдаемый суммарный контур.
Поэтому количественный критерий разрешающей способности (или разрешающей силы) прибора должен быть дан в предположении определенной точности энергетических измерений. Такой критерий был установлен Рэлеем, который дал определение разрешающей способности для случая, когда она обусловлена дифракционным инструментальным контуром (13). Согласно Рэлею наименьший разрешимый интервал 6Х равен расстоянию между главным максимумом и первым минимумом функции, описывающей этот контур. В угловой мере это расстояние равно бф — Х/5. Две монохромати-
22
ВВЕДЕНИЕ
ческие линии одинаковой яркости, расположенные па таком расстоянии друг от друга, дают суммарный коптур, представленный на рис. 7. Абсцис-
са точки пересечения контуров обеих линий равна Х/26. Подставив это значение в уравнение (13), найдем ординату точки пересечения
Е (А./2&) _	1
А’о ~ (л/2)2
» 0,4.
Отсюда ордината минимума суммарной кривой (рис. 7) равна 0,8. Таким образом, провал освещенности в центре суммарной кривой составляет 20% от максимальной освещенности. Уменьшение освещенности на 20% легко наблюдается даже при достаточно грубых способах измерения. Поэтому две линии, располо-
женные на расстоянии бср — Х/б, или, как принято говорить, удовлетворяющие критерию Рэлея, видны раздельно. Воспользовавшись формулой (7) для угловой дисперсии, можно
найти минимально разрешимый спектральный интервал в длинах волн
6Х - бср/Пф - X/ (М)ф).	(36)
Величину 6Л называют иногда пределом разрешения.
В качестве характеристики разрешающей силы обычно указывается не минимально разрешимый спектральный интервал 6Х, а безразмерная величина
R = Х/бХ = bD4. (37) Эта величина называется разрешающей силой по Рэлею, или теоретической разрешающей силой.
Следует подчеркнуть, что, как ясно из предыдущего, линии, удаленные друг от друга на расстояние меньшее, чем 6Х, часто могут быть
Рис 8. Суммарный контур двух линий с отношением яркостей 10 1, находящихся на расстоянии, соответствующем критерию Рэлея.
разрешены,так как точность измере-
ния освещенности обычно превышает 20%. С другой стороны, если яркость одной из линий существенно больше другой, то провал может отсутствовать, даже когда они расположены на расстоянии, большем, чем это требуется критерием Рэлея. Последнее наглядно иллюстрируется рис. 8, на котором изображены две линии с отношением яркостей 10 : 1, находящиеся на расстоянии Х/6. Таким образом, критерий Рэлея, давая возможность сравнивать разрешающую способность разных приборов, вообще
говоря, не позволяет в каждом конкретном случае решить вопрос о разрешении данной пары линий. Теоретической разрешающей способности, определяемой явлением дифракции, пр отивопоставляют практическую, определяемую другими факторами, вызывающими уширение инструментального контура. Более подробно вопрос о влиянии различных факторов на величину разрешающей способности приборов и о соотношении теоретической и практической разрешающих способностей будет рассмотрен в гл. 3.
ГЛАВА I
ПРИЗМА
§ 1. Элементы призмы и оптические материалы
Парным устройством длн спектрального разло;кеппя света является призма, предложенная для этой цели еще Ньютоном. Спектральной призмой, или просто призмой, называется многогранник, сделанный из прозрачного вещества, обладающего значительной дисперсией	При прохождении
через призму пучок лучей мепяет свое направление, причем угол выхода лучей, вообще говоря, зависит от длины волпы. Прохождение луча через призму связано с преломлением, зависящим от материала. Для изготовления
Рис 1 2 I Грои\ екание и ian. ienoi о кварца толщиной 1 сн |0 11
хороших спектральных призм должен использоваться материал, прозрач-ный в исследуемой области спектра, обладающий большой дисперсией, очень высокой оптической однородностью и изотропностью. Он должеп при этом хорошо обрабатываться и быть достаточно дешевым.
Удовлетворить всем этим качествам трудно, поэтому для ультрафиолетовой области спектра основным материалом является природный кристаллический кварц, хотя он обладает двойным лучепреломлением, вращает плоскость поляризации, дорого стоит и недоступен в виде больших кусков достаточной однородности и прозрачности.
В последнее время научились искусственно выращивать кристаллы оптического кварца, а также получать достаточно однородный плавленый кварц, свободный от двойного .лучепреломления.
Кривая дисперсии кварца приведена па рис. 1.1. Для длин воли больше 4000А дисперсия быстро падает. В желтой и красной частях спектра опа очень мала. Поэтому для видимой области кварцевые призмы малопригодны.
24
ПРИЗМА
ГГ... I
Спектральная кривая пропускания кварца для толщины 1 см показана на рис. 1.2. Кварцевые призмы пригодны во всей области прозрачности атмосферы. о Область заметного поглощения начинается иногда при 2300—2500 Л. Причины этого поглощения по всегда известны и, невидимому, в разных случаях различны. Оно встречается у большинства образцов природного кварца. Поэтому приборы, предназначенные для работы в области длин волн короче 2300 Л, должны снабжаться призмами из особо отобранного кварца. К сожалению, в некоторых экземплярах отечественных приборов поглощение кварца в области спектра короче 2300 А очень заметно.
Для видимой области спектра основным материалом при изготовлении призм служит стекло. Как правило, спектральные призмы делают из тяже
лых стекол типа флипт, обладающих большой дисперсией (см. рис. 1.1). Для большинства сортов тяжелых
Рис 1 3. Кривые дисперсии некоторых жидкостей.
Рис. 1 4. Призма
стекол большая дисперсия сопровождается значительным поглощением в коротковолновой части видимого спектра (Ъ 4200 Л).
Поверхности призм из тяжелых флинтов могут портиться в химически агрессивной атмосфере. Заметные разрушения поверхности наблюдаются в призмах приборов, установленных в химических лабораториях, где в атмосфере присутствуют пары кислот.
Для призм с размерами более 10 см трудно изготовить достаточно однородное стекло. Хорошие кристаллы кварца больших размеров встречаются также чрезвычайно редко. Эти обстоятельства ограничивают размеры призм в промышленных приборах. Призмы большего размера изготовлены в единичных лабораторных экземплярах.
Спектральные призмы больших размеров и с большой дисперсией можно сделать из призматических прозрачных сосудов, залитых соответствующими жидкостями. Такие призмы, однако, дают спектры весьма посредственного качества из-за неоднородностей, связанных с конвекционными потоками. Для ультрафиолетовой области лучше всего подходит дистиллированная вода, прозрачная до вакуумного ультрафиолета, для видимой области — сероуглерод. Кривые дисперсии некоторых жидкостей приведены на рис. 1.3.
В некоторых случаях призмы делаются из двух или более материалов. Такие призмы называются сложными.
Основные свойства призмы проще всего проследить на простейшей призме, форма которой показана па рис. 1.4. Двугранный угол с ребром ЛВ называется преломляющим. Плоскости ABCD и ABC'D' называются преломляющими гранями призмы. Плоскость, перпендикулярная ребру призмы и проходящая через его середину, называется плоскостью главного сечепия. Показатель преломления п и дисперсию мы будем считать постоянными
§ 2]
ПРЕЛОМЛЕНИЕ В ПЛОСКОСТИ ГЛАВНОГО СЕЧЕНИИ
по всему объему призмы. Влияние отклонений от этого условия позднее будет обсуждено. Будут также рассмотрены искажения, вызванные отклонениями реальных граней призмы от плоскости. Строгая теория прохождения лучей через призму очень сложна и громоздка. Ограничимся упрощенным рассмотрением, достаточным для всех практических приложений, с которыми приходится сталкиваться спектроскописту.
§ 2. Преломление в плоскости главного сечения
четыре уравнения, связыва-
Рис. 1 5. Преломление лучей в плоскости главного сечения призмы
Вначале ограничимся рассмотрением лучей, лежащих в плоскости главного сечения. Предположим, что на грань призмы падает пучок лучей, составляющих угол cc-l с нормалью к первой грани призмы (рис. 1.5). Угол преломления этого луча обозначим р1; угол падения его па вторую грань Р2 и угол выхода из нее а2. Угол <р, составленный падающим и выходящим лучами, называется углом отклонения.
Из рис. 1.5 легко понять, что
<р = dj + а2 — (Pi + р2), А = Pi + р2.
Эти равенства и закон преломления дают ющих семь величин:
ip —; а2 — А, >
^"=Pi + P2,	>	(1 Л)
sin dj - п sin Pt,	'	'
sin а2 -- п sin р,.
Три величины — А, пи а1 обычно заданы, и этого достаточно, чтобы определить четыре остальные.
Предельный угол. Выясним, какое максимальное значение Лтах может иметь пре
ломляющий угол призмы Л. Положив в (1.1) sin аг == sin а2 = 1, находим, что максимальное значение sin pt и sin Р2 будет 1/п. Считая, что Pi “ Р2 arcsin 1/п, получаем
Лтах ~ 2 arcsin 1/п.
(1.2)
Если преломляющий угол больше этого значения, то любой луч, вошедший в призму, попадает на вторую грань под углом большим, чем угол полного
а)	5)
Рис. 1 6 Преломление луча в призме с преломляющим углом, близким к предельному (а) и больше предельного (б).
внутреннего отраж сния. Следовательно, он не выходит из преломляющей грани призмы (рис. 1.6). Разумеется, угол Л должен быть несколько меньше, чем предельный, соответствующий входу и выходу лучей из призмы по касательным к ее граням. Если А — Лтах, то при конечной ширине падающего пучка грани призмы должны быть бесконечно большими.
Как мы увидим дальше, выгодно увеличивать преломляющий угол призмы. Материалы, из которых делаются призмы, имеют обычно значения и,
26
ПРИЗМА
[Гл. I
лежащие в интервале 1,5—1,8. Отсюда следует, что максимальные преломляющие углы могут составлять соответственно 84—67°. Практически они должны быть несколько меньше. Наиболее часто используются призмы с преломляющим углом х 60°.
Угол наименьшего отклонения. Система уравнений (1.1) позволяет найти условия, при которых угол отклонения <р будет иметь минимальное значение. Для нахождения продифференцируем первое из уравнений (1.1) по <*! и приравняем производную нулю. Отсюда
Дифференцируя остальные уравнения системы (1.1), получим
~ 6,
COS —П COS Pt dPj, ’>	(1.4)
cos a2 dtx2 = n cos Р2Ф2,
откуда
<7<Z2 _ COS «1 COS p2	-1
cZcti cos Pj cos a2	'
Выразив cos Pi и cos fj, через sin и sin a2, в соответствии с двумя последними уравнениями системы (1.1) находим
da-i  	cos a2 Д/n2— sin2ai	p.
da.2 ~	cos a! yn2_sin2a2 ‘	'
Из уравнений (1.3) и (1.6) получаем
cos2 ctj _ cos2 a2	. _
n2—sin2a1	n2— sin2 a2 '	' ‘ '
Уравнение (1-7) удовлетворяется при — a2 = a0. Можно показать, что это зпачепие соответствует минимуму, а не максимуму угла <р. При = = a2 выполняется также условие Pi — Р2 — Ро- Падающий и выходящий лучи оказываются симметричными по отношению к обеим граням призмы.
В условиях минимального отклонения угол падения а0, преломляющий угол призмы А, угол отклонения <р и показатель преломления п связаны соотношением
А , Д4-ср
sin a0 ~ п sin — = sin—у-.	(1.8)
Ото выражение легко получить из (1.1). Действительно, в условиях симметричного прохождения ах — а0 = и Рх = ро = А/2. Подставляя эти значения и р( в третье уравнение системы (1.1), получаем равенство (1-8).
Приняв А — 60°, п — 1,6, получаем для <р значение 46°. Для большинства приборов с одной призмой угол <р близок к этой величине.
Угловое увеличение призмы. Мы считали, что на призму падает один луч. Рассмотрим более близкий к практике случай падения на поверхность призмы узкого гомоцентрического пучка лучей, исходящих из точки S. Малый угол между крайними лучами пучка в плоскости главного сечения обозначим чероз 0. В результате преломления, продолженйя этих лучей пересекутся в точке S' под углом ф, который, вообще говоря, отличеп от 0. Величина w = ф/0 называется угловым увеличением призмы. Угол 0 (рис. 1.7) равен изменению угла падения (ДаД для крайних лучей пучка, а угол ф —
§ 2]
ПРЕЛОМЛЕНИЕ В ПЛОСКОСТИ ГЛАВНОГО СЕЧЕНИЯ
27
изменению угла выхода лучей (—Да2) из призмы. Полагая углы ф и 0 малыми, заменим конечные разности дифференциалами.
Таким образом, и; - — и согласно (1-5)
COS «J cos 02 cos а2 cos Pi
(1-9)
Если призма установлена в условиях наименьшего отклонения, то а, — а2 — а» и — 02 = Ро> тогда w — 1. Если ах < а0, то w > 1. При «1 > а0, w < 1.
В условиях скользящего падения ах = л/2, откуда cos гц = 0 и w = 0. Иначе говоря, видимые угловые размеры источника делаются очень малыми. Это легко наблюдать, если направить солнечный свет вдоль грани призмы.
Рис 1 7. Угловое увеличение призмы
Рис. 1 8 Изменение ширины волнового фронта при прохождении света через призму
На экрапе, расположенном за призмой, будет виден солнечный спектр с отчетливыми узкими фраунгоферовыми линиями. Если повернуть призму так, чтобы угол падения заметно отличался от 90°, то вследствие увеличения видимого углового размера солнца линии исчезнут. Наоборот, если выходящий луч скользит вдоль грани призмы, то cos а2 — 0 и w — оо.
Покажем, что угловое увеличение призмы равно отношению ширины фронтов падающей и вышедшей из призмы плоских волн. Действительно, из треугольников аа'с и аа'с' (рис. 1.8) можно определить отношение ширины фронтов ас и а'с'. Так как ас — аа' cos и а'с' — аа’ cos 015 то
ас _ cos ai а'с' ~~ cos 0!
Аналогично для ширины выходящего фронта получаем
Ы cos а2
b’d’ cos 02
Деля уравнение (1.10) на (1.11) и учитывая, что а'с' = b'd', имеем
ас _ cos at cos 02
bd cos a2 cos 0i
Сравнивая это равенство с (1.9), убеждаемся, что
ас
—Г- W. bd
(1.10)
(1.11)
(1.12)
(1-13)
Таким образом, угловое увеличение численно равно сжатию волнового фронта при прохождении через призму. Это общее соотношение для любой оптической системы непосредственно следует из теоремы Лагранжа — Гельмгольца.
28
ПРИЗМА
[Г I I
§ 3. Дисперсия призмы
Вывод формулы дисперсии. Для вычисления угловой дисперсии = призмы продифференцируем по А, основные уравнения (1.1), определяющие прохождение луча через призму. Результат дифференцирования запишем, учтя, что ^1 = О, dtp ________________________ da2
dn d't. ’ dflt  dp2 d'n	dn ’
* о dn ,	n dpi
sin p< — n cos Pi — 0, dX	dX
dcz2	n dp2 । • о dn
COS «2 —ГГ- = n COS p2	— SI n p2 -jr.
14 dn	r dn ridK
(1.14)
rr	«	dBi df}2
После исключения из этих уравнении производных -fr- и получаем а Л иК
или
dip __ da.2 _sin Pi cos р2—sinp2cospt dn
dn dn	cos a 2 cos Pi dX ’
dtp	sin (pi l-P2) dn _ sin Л dn
dn	cos a2 cos Pi dX cos a2 cos Pi dX
(1.15)
(1.1G)
Если призма установлена в условиях минимального отклонения, то di = а2 = а и Pi = Р2 = Р = А/2 (рис. 1.9). Тогда уравнение (1.15) можно переписать в виде
dip _ 2 sin Р dn	2 sin 4/2 dn
dn cos a dX д/_______ni Sln2 Д/2 d\
(1-17)
или же
^- = —- tga(1.18) ak n ° аЛ	'
Учитывая, что sin p = T! (2a) и
Рис. 1.9. Прохождение света через призму в COS a = Ь/d, Где Т — ОСПОВаНИв приз-условиях минимума отклонения.	-	„	\
мы, а — длина ос боковой грани, а о — ширина падающего пучка, формулу (1-17) можно записать также в виде
d<p __ У	q jcn
dX 6 dX ‘
Если угол А равен 60°, то формула (1.17) переходит в dtp	2 dn
dX д/4___,г2 dX
Так как преломляющие углы большинства призм близки к 60°, то этой формулой очень удобно пользоваться для ориентировочных расчетов.
Из выражения (1.16) следует, что дисперсия призмы обращается в бесконечность, если а2 = л/2. Однако паблюдения в таких условиях оказываются невыгодными. Из уравнения (1.9), дающего угловое увеличение призмы, видно, что одновременно и w обращается в бесконечность. Иначе говоря, выгода от увеличения расстояния между линиями, обусловленная увеличением дисперсии, когда а2 —> л/2, будет уничтожена одновременным расширением изображения щели.
§ 4]
РАЗРЕШАЮЩАЯ СПОСОБНОСТЬ ПРИЗМЫ
29
Из формулы (1.16) можно пайти условие минимума дисперсии. Для этого падо найти максимум функции cos а2 cos рх. Можно показать, что минимум дисперсии не совпадает с минимумом отклонения.
Дисперсия системы призм. Если две или более призмы установлены в условиях минимального отклонения последовательно друг за другом, то дисперсия dqldk такой системы равна сумме дисперсий всех призм. Действительно, пусть угол между двумя лучами, соответствующими длинам волн А и А Д- ДА, будет Дгф. В результате прохождения через вторую призму первый луч повернется на угол ф2, а второй — на ф2 + Д2<|:- Угол Д2ф определяется дисперсией второй призмы и равен
Л2Ч> = ->ДХ.
Угол Дф, на который разойдутся оба луча после прохождения двух призм, будет
Д<р = Д1д> I Д2ф =^-Д7. + ->Лк^ v	ak 1 dh dK ’
откуда
=	(1.20)
d/. dt. 1 <//.	v '
Однако полученное соотношение неверно, если вторая призма установлена вне минимума отклонения. Действительно, пусть угловое увеличение второй призмы будет 1Р2- Лучи с длиной волны А и А -|- ДА, вышедшие из первой призмы, образуют, как и раньше, угол Дгф. В результате углового увеличения, даваемого второй призмой, этот угол будет преобразован в Д^<р — = ш2Д1ф. Кроме того, в результате дисперсии второй призмы этот угол будет увеличен па угол Д2ф. Общий угол расхождения лучей, поело прохождения двух призм, будет
Лф — ш2Д1ф -ф Д2ф,
или, переходя к дисперсиям,
JA W2 d/, 1 dK ’	I1-2!)
Это рассуждение легко обобщить на случай к последовательно расположенных призм. Суммарная дисперсия такой системы вычисляется из соотношения
rfcp  / d<p \	. d(f>h
где (d(p1/dk)k^1 — суммарная дисперсия всех первых (А — 1) призм, считая по ходу луча.
Следует иметь в виду, что когда преломляющие углы прч ni системы направлены в противоположные стороны, то при суммиров ищи дисперсий им нужно приписывать знак плюс или минус, в зависимости от направления преломляющего угла.
§ 4. Разрешающая способность призмы
Теоретическая разрешающая способность. До сих пор мы, рассчитывая прохождение светового пучка через призму, пользовались приближением геометрической оптики. Одпако предельная разрешающая способность призмы определяется тем. что фропт падающей на нее световой вотпы ограничен размерами призмы. В результате дифракции на краях призмы, либо на дру-
30
ПРИЗМА
[Гл. I
гом отверстии, ограничивающем ширину пучка, образуется дифракционный
инструментальный контур, о котором мы говорили выше.
В дальнейшем, пользуясь условием Рэлея, мы вычислим разрешающую способность, определяемую этим контуром. Для простоты вычислений положим, что на призму падает пучок параллельных лучей, ширина которого b ограничена диафрагмой, поставленной перед призмой (рис. 1.10). Главное сечение призмы — равнобедренный треугольник с основанием Т и углом при вершине А. В результате дифракции на краях диафрагмы распределе-
ние энергии по углам будет описываться известной нам функцией (12)
zz zz sin2 и
лб sin <р
где и — ——* . Угловое расстояние 6'<р между главным максимумом (п — 0) и первым минимумом (п = л) этой функции равно
6'<р 2г sin 6'ip =	(1.23)
Рис. 1.10. К определению разрешающей способности Так Как призма ДЭСТ уГЛОВОв призмы.
увеличение ш, то после прохождения через нее пучка лучей угловое расстояние, соответствующее критерию Рэлея, станет равным 6ф = шб'ср. Пусть на призму падает пучок лучей, содержащий излучение двух линий с длинами волн X и А, -|- 6Х. Тогда угловое расстояние 6"<р между направлениями па главные максимумы будет
6"ф = -^-6Х.	(1.24)
По условию Рэлея линии разрешены, если 6"<р	Взяв предельный
случай, т. е. 6"<р = 6ф — w 6'<р, и воспользовавшись уравнениями (1.10), (1.23), (1.24) и (1.9), можем написать
sin Л dn, ____ cos cos р2 X
cos а2 cos Pi	cos агcos Pi b ’	' ’ '
откуда
Л = ^--=-----Sin71 H b%.	(1.26)
оЛ cos aj cos p2 dK	'	'
Если призма установлена в условиях минимального отклонения (at — a0, Pi = Ро), то уравнение (1.26) легко преобразовать. Из рис. 1.10 следует, что
Ъ • Q '	0	^2
COSa0 = — , Sjnp0 = Sin-y = —2у- .
Подставляя эти величины в (1.26), получаем
Я = (*1-^.	(1-27)
Если размеры диафрагмы выбрать так, чтобы пучок заполнял всю призму (Ь — Ь'), то
R =	(1.28)
Можно показать, что любая другая установка призмы приведет к уменьшению ее разрешающей способности. Иначе говоря, для призмы заданных раз
S 4]
РАЗРЕШАЮЩАЯ СПОСОБНОСТЬ ПРИЗМЫ
31
меров наибольшая разрешающая способность достигается в условиях наименьшего отклонения. Это важный довод в пользу такой установки призм.
Следует отметить, что рэлеевская разрешающая способность призмы сравнительно редко может быть реализована. Обычно реальная разрешающая способность ее значите;!ьно ниже.
Из формулы (1.28) следует, что разрешающая способность призмы зави
сит только от длины основания призмы, а не от величины преломляющего
угла. Следовательно, величина 7? для всех трех призм, изображенных на рис. 1.11, одинакова. Однако, как это будет ясно из дальнейшего, чем меньше угловая дисперсия призмы, тем труднее реализовать ее разрешающую способность. Это заставляет отдавать предпочтение призмам с большим преломляющим углом. С другой стороны, чем больше преломляющий угол, тем меньше материала расходуется на изготовление призмы с заданной величиной основания. Это также является серьезным аргументом в пользу призм с большим преломляющим углом, который поэтому всегда делается близким к предельному.
Разрешающую способность стеклянной призмы легко оценить, воспользовавшись данными по дисперсии стекол.
Одним из существенных недостатков призмы является быстрое снижение разрешающей способности, вместе с дисперсией по мере продвижения от сипей в красную часть спектра.
Так, для стекла ТФ-5 для синей части спектра	х3200 см~1,
для красной —	« 1170 ел-1.
Приняв это значение, получаем для призмы с базой в 5 см разрешающую способность в красной части х 5 000, в си-
Рис 1 11 Три призмы с равными основаниями, обладающие о ди-
лаковой разрешающей способностью
ней а- 15000.
Пользуясь этими данными, легко оцепить минимальные размеры призмы, необходимые для разрешения тех или иных линий в спектре. Так, для разрешения двух 77-линий натрия, расстояние между которыми 6 А, нужна разрешающая сила R = 6000/6 = 1000, т. е. для этого достаточна призма из стекла ТФ-5 с основанием « 1 см. Для разрешения дуб.тета ТТа — Da (линий изотопов водорода, расстояние между которыми « 2 Л) нужна разрешающая сила R = 3000 в красной части, т. е. призма с базой не меньше 3 см. Для увеличения разрешающей способности можно применить систему из к последовательно расположенных призм. Можно показать, что разрешающая способность такой системы равна сумме разрешающих способностей всех призм.
Влияние поглощения на разрешающую способность призмы. До сих
пор мы рассматривали призму, пе поглощающую падающего па нее излучения. В действительности всегда имеет место та или иная степень поглощения, что сказывается пе только на уменьшении общего количества энергии, пропущенной призмой, но и па ее разрешающей способности. Это связано с тем, что поглощение света для пучков, идущих вблизи основания призмы, больше, чем для пучков, идущих вблизи ее вершипы. Пусть коэффициент поглощения материала призмы равен kv. Световой ноток <7Ф, проходящий через призму параллельно ее основанию и проходящий путь t в призме, будет ослаблен в соответствии с законом поглощения:
<7Ф = <7Фое-"‘.
(1.29)
Если к заметно отличается от нуля, то <7Ф быстро стремится к нулю с ростом t. Качественно это означает, что лучи, проходящие большую толщу
32
ПРИЗМА
[ГЛ I
вещества призмы — идущие вблизи ее основания, не будут принимать участия в образовании изображения. Это равноценно уменьшению размеров, а следовательно, в соответствии с формулой (1.28) и уменьшению разрешающей способности призмы. Последнее происходит тем быстрее, чем больше к. Поэтому стеклянные призмы при использовании их в близкой ультрафиолетовой области не только поглощают значительную долю света, по и имеют меньшую разрешающую способность, чем пеиоглощающие призмы. Любопыт-
но отметить, что ценой дальнейшего снижения общего количества света,
собностп
приводит к увеличению
пропущенного призмой, ее разрешающая способность может быть доведена до разрешающей способности непоглощающей призмы. Для этого нужно закрыть часть площади призмы непрозрачным экраном, расположенным, как показано па рис. 1.12. Если расположить оси координат в соответствии с рис. 1.12, то уравнение кривой, ограничивающей край экрана, должно быть у —
-iJeh\Ux)-T\' Тогда световой поток, прошедший в любом сечении призмы, будет постоянен, равен
с?Ф - <7Фое=d<X>nc-kT (1.30)
и даст один и тот же вклад в образование изображения. Рэлеевская разрешающая способность при этом возрастет до разрешающей способности полностью прозрачной призмы. Однако это не означает, что такой прием может дать существенные выгоды с точки зрения получения большего количества деталей в спектре. Уменьшение количества энергии, используемой для наблюдения, относительных ошибок ее измерения, а сле
довательно, и к ухудшению практической разрешающей способности. В случаях, когда количество световой энергии не ограничивает точности
измерений, такое диафрагмирование призмы может оказаться полезным.
Дефекты изготовления призм и разрешающая способность. До сих пор
мы рассматривали идеальную призму, характеризуемую плоскими преломляющими гранями и постоянным во всем объеме показателем преломления. Реальная призма не удовлетворяет этим условиям. В результате неоднородности материала и неточности его полировки фронт плоской волны, прошедшей призму, будет искажен. Существенны только такие искажения, которые повлияют на разрешающую способность призмы.
Рассмотрим условия, при которых это будет иметь место. Для простоты вычислений будем рассматривать призму, установленную в условиях минимального отклонения. Влияние дефектов призмы скажется в том, что нормали к фронту прошедшей волны в разных ее участках не будут параллельны между .собой. Обозначим максимальный угол между этими нормалями через 6ip, а угловое расстояние между двумя лучами, удовлетворяющими критерию Рэлея, через 6ф. Очевидно, что дефекты призмы будут мало сказываться па ее разрешающей способности, если -Д 6ф, где 6ф --
Здесь -- 11 — разрешающая способность призмы по Рэлею. Пользуясь уравнениями (1.17) и (1.28). имеем
Л
2sin— j
--^==4-.	(1-31)
J/ 1—7l2Sill2 -g-
§ 5J ПОТЕРИ СВЕТА НА ОТРАЖЕНИЕ И ПОЛЯРИЗУЮЩЕЕ ДЕЙСТВИЕ ПРИЗМЫ 33
Полагая А — 60° и п = 1,7, получаем приближенное условие
(1.32)
Если площадь дефектных участков призмы мала, так что вкладом их в изображение спектральной линии можно пренебречь, то допустимы и большие местные отклонения угла преломления.
Для нахождения 6<р продифференцируем выражение (1.8)
ч;п Ли j я гос	_„ „ / 4-г-<р \ 64 ,	/ 4-г<р \ 6<р	.. г,.,,
bin -у и/4 —г- п сид ——	— и()о I 2— I 2—~ ьиъ 1—% i —.ooj
откуда
Л / ‘Л 44-ф \
2 sin -^-оп -J- I п cos — cos —%— ) 64
=---------------ГЦ:-------------- •	(1-3'*)
cos-^—
Для оценки допустимых ошибок в показателе преломления и преломляющем угле положим по-прежнему п — 1,7 и А — 60°.
Для этого случая 6<р х 2 (би -ф 6Л) и условие (1.32) запишется в виде
(1.32')
Если считать, что 6Л — 0, т. е. поверхности призмы идеальны, то для А, — = 5-Ю-5 см получим Ьп 44 5-Ю-5/?1.
Таким образом, для призмы с базисом 1 см показатель преломления должен выдерживаться с точностью лучшей, чем 5-10~5, а для призмы с базисом 10 см — лучшей, чем 5-10~в.
Требования к качеству поверхности определяются тем, что угол А должен быть постоянен по всей призме с точностью лучшей, чем 5-10-5/?', т. е. для призмы с базисом 10 см с точностью выше, чем 5’10~в, или около одной секунды дуги. Это соответствует отклонению поверхности призмы от плоскости менее чем на X.
Такие требования к качеству поверхности не являются чересчур жесткими — относительно легко получать плоские поверхности гораздо более высокого качества. Однако необходимые требования к однородности материала выполнить трудно. Поэтому при изготовлении больших призм их часто ретушируют, т. е. компенсируют искажения фронта волны, вызванные неоднородностями показателя преломления, полировкой отдельных участков поверхности призмы.
Следует отметить, что в большинстве призменных приборов теоретическая разрешающая способность призмы не используется. Поэтому требования к качеству призм снижаются. Соответствующие оценки будут сделаны позднее (стр. 79).
§ 5. Потери света на отражение и поляризующее действие призмы
Главные потери света при прохождении через призму происходят в результате отражения его от грапей. При этом меняется также и состояние поляризации прошедшего излучения. Соответствующие расчеты выполняются по формулам Френеля:
_ sjn2 (<Xt — fit)	X
11	Sin2(at .-Pj)	’	I
tg2 (at-Pt)	।
1	tg2 (“14-Pi)	’	'
(1.35)
3 A. H. Зайдель и др.
34
ПРИЗМА
[Гл. I
Здесь Гц — коэффициент отражения от первой грани призмы, соответствующий компоненте, поляризованной в плоскости падения, rj_ — то же для перпендикулярно поляризованной компоненты.
Если на призму падает поток неполяризованпого излучения Фп, то для световых потоков, соответствующих двум взаимно перпендикулярным направлениям поляризации, в отраженном свете имеем
4	.
— — ФлГ ।
h 2	°' I1 ’
4
Ф1-^ФоГ±,
а для прошедшего через грань излучения
Фи =|ф0(1-гД ’
Ф1 = |Фо(1-^).
(1.36)
(1-37)
Таким образом, потери света при прохождении одной поверхности составляют
ДФ
Фо
(1.38)
а степень поляризации прошедшего излучения
Ф^ — ‘I* |i Г |, —
ф±~ф,| 2-ri|-rl ‘
(1.39)
На рис. 1.13 даны величины гц и гд_, рассчитанные по формулам (1.35) для стекла ТФ-5 в зависимости от угла падения. Пользуясь ими, легко оце
Рис 1.13. Зависимость коэффициентов отражения от угла падения для стекла ТФ-5
нить потери и поляризацию света для призмы любой конструкции.
Рассмотрим простую призму с преломляющим углом 60°, установленную в минимуме отклонения для желтой линии натрия (п = 1,755). Угол падения в этом случае равен 62°30', что близко к углу Брюстера, равному 60J20'. Таким образом, отраженный свет почти полностью поляризован в плоскости падения и его энергия составляет =ь?13% от энергии падающего излучения. Степень поляризации прошедшего света составляет «=15%. Преломление на второй грани приводит к тому, что прошедший через призму свет оказывается поляризованным на 29%, а его энергия составляет sss77% от энергии падающего пучка. Таким образом,
отражение света приводит не только к потерям световой энергии, но и к существенному изменению поляризации. При прохождении через систему из трех 60°-ных призм свет оказывается почти полностью поляризованным (степень поляризации 72%), а потери на отражение достигают 42%. Это объясняется тем, что при падении под углом, близким к углу Брюстера, лучи света, поляризованные в плоскости, перпендикулярной плоскости падения, почти не испытывают отражения.
Поляризующее действие призм, как это следует из формул Френеля,
зависит от длины волны.
Потери на отражение быстро возрастают при приближении преломляющего угла призмы А к его предельной величине, определяемой формулой (1.2).
АСТИГМАТИЗМ И КРИВИЗНА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
35
§ 6]
Желание увеличить дисперсию заставляет увеличивать преломляющий угол. Необходимость же уменьшать потери света вынуждает брать угол А, нс слишком близкий к его предельному значению, для которого потери составляют 100%. Это легко показать, подставив в формулы Френеля (1.35) значение а = л/2.
Потери света па отражение не точно соответствуют расчетным, так как тонкие поверхностные пленки на стекле призмы могут несколько изменить и коэффициент отражения и состояние поляризации прошедшего и отраженного света. Величины потерь на отражение могут быть очень значительными, особенно в многопризмепных системах. Для их уменьшения на поверхность призмы наносят просветляющие покрытия, или же используют специальные конструкции призм с малыми углами падения.
§ 6. Астигматизм и кривизна спектральных линий
Астигматизм призмы. До сих пор мы рассматривали ход лучей в плоскости главного сечения призмы. В действительности же на призму всегда падает широкий пучок лучей, причем лучи эти не обязательно параллельны плрскости главного сечения призмы.
Рассматривая преломление пучка света в призме в плоскости, перпендикулярной главному ее сечению, легко видеть, что призма в этом случае действует как плоскопараллельная пластинка, которая не изменяет направления лучей. Следствием различного преломляющего действия призмы в двух взаимно перпендикулярных сечениях является астигматизм, который, как мы увидим, теспо связан с ее угловым увеличением.
Действительно, как следует из рис. 1.7, при прохождении гомоцентрического пучка света через призму он преобразуется так, что вершина пучка приближается к призме или удаляется от нее *). При этом
ас	bd
г« = -о- и г = дг
Учитывая, что ф/0 = adbd = w, получаем
Пренебрегая толщиной призмы, можно найти приближение вершины пучка
Дг = г0-г = г0^=^-.	(1.41)
Изменение расстояния от вершины пучка до призмы происходит лишь в плоскости главного сечения призмы.
Таким образом, узкий гомоцентрический пучок лучей после прохождения через призму делается астигматичным. Если поставить за призмой объектив, то он будет фокусировать изображение точки S в плоскости Р в виде отрезка прямой, перпендикулярной преломляющему ребру призмы, а в плоскости Q — в виде отрезка, параллельного этому ребру. Расстояние между этими плоскостями Да можно вычислить, зная величину Дг, фокусное расстояние и Положение линзы L (рис. 1.14).
Обозначив фокусное расстояние объектива через F, расстояние от точки S до объектива через г и от объектива до изображения через а, имеем
*) Па рис. 1.7 изображен случай, когда од < а0 и w > 1. В случае сц > а0 величина w < 1 и вершина пучка будет удаляться от призмы.
3*
36
ПРИЗМА
[Г.1. I
Дифференцируя (1.42), находим, что	или Да = — Дг .
Если г а г0 > а, то а а f и
Да^-Дг-J.	(1.43)
Изображение одной точки щели растянется в направлении, перпендикулярном дисперсии на участок
А/г = Да	- Дг -4г
Г	Г“
где/)—диаметр объектива. На основании (1.41) можно окончательно написать
(1.44)
Из уравнения (1.44) видно, что астигматизм призмы обращается в нуль, если w — 1, т. е. в условиях наименьшего отклонения. Астигматизм согласно (1.44) также равен нулю, если г —> оо, т. е. если на призму падает пучок
Рис. 1.14. К вычислению астигматизма призмы.
параллельных .лучей. В этом случае все лучи пучка надают на призму и выходят из нее под одним и тем же углом и изображение светящейся точки также будет точкой, вне зависимости от размеров призмы и угла падения на нее лучей.
Из изложенного ясно, почему почти все спектральные приборы снабжаются коллиматором, устанавливаемым так, что через призму проходит пучок параллельных или почти параллельных лучей. Изображение спектральных линий при этом получается более совершенным. Иногда можно предложить фокусирующие системы, в значительной мере исправляющие аберрации, вносимые призмой, установленной в непараллельном пучке [1.1]. Однако эти системы не получили распространения, возможно, вследствие их технического несовершенства.
Всякий коллиматор, кроме зеркального, вносит некоторую хроматическую аберрацию. Поэтому он дает параллельный пучок только для одной длины волны. Лучи других длин волн, падающие на призму, образуют сходящиеся или расходящиеся пучки, т. е. дают астигматическое изображение.
Кривизна спектральных линий. Рассмотрим теперь преломление лучей, идущих под углом к плоскости главного сечения призмы. Для получения спектра мы всегда пользуемся щелыо, параллельной преломляющему ребру призмы и установленной так, чтобы лучи, идущие от ее середины, образовали пучок, параллельный плоскости главного сечения (рис. 1.15). Очевидно, что лучи, идущие от других точек [цели, образуют после прохождения коллиматорной линзы параллельные пучки. Они составляют с плоскостью главного сечения угол у, тем больший, чем более удалена рассматриваемая точка щели S от ее середины.
§ 6]
АСТИГМАТИЗМ И КРИВИЗНА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
37
Анализ хода наклонных лучей показывает, что в результате преломления проекция луча на плоскость главного сечения поворачивается на угол ф'. Он может быть вычислен по тем же формулам, что и угол отклонения ф луча, лежащего в плоскости главного сечения, при замене показателя преломления призмы эффективным показателем преломления п', определяемым выражением
п =ф<и2-;-(и2 — 1 )lg2y .	(145)
Из этой формулы видно, что п' всегда больше п. Иначе говоря, проекция луча на плоскость главного сечения отклоняется больше, чем луч, лежащий в этой плоскости, и тем больше, чем больше у. Иначе говоря, изображения
Рис. 1.15. К объяснению кривизны спектральных линий. и L2 — коллиматорная и камерная линзы, S — щель, Р — фокальная поверхность.
спектральных линий оказываются искривленными. Выпуклость изображения направлена в сторону больших длин волн. В первом приближении спектральная линия представляет отрезок параболы с кривизной (1/7?) у вершины
1 га2 — 1 sin А
7? nF cos Pi cos a2
(1.46)
Здесь F — фокусное расстояние объектива. Предполагается, что фокальная поверхность перпендикулярна падающему на нее лучу. Если призма установлена в минимуме отклонения, то формула (1.46) преобразуется в
1	2 (ге2 — 1) tg a0
7? ” nW
(1.47)
Из уравнений (1.46) и (1.47) видно, что кривизна линий уменьшается с увеличением F. Поэтому опа особенно велика в короткофокусных приборах. При F 2 м кривизна уже не играет практической роли. Одним из существенных следствий кривизны спектральных линий является ухудшение качества изображения щели при наличии астигматизма. Действительно, астигматизм сам по себе не приводит к уменьшению разрешающей способности. В результате астигматизма изображение каждой точки на щели рисуется отрезком прямой, параллельной щели. Тем не менее изображение всей щели будет резким, так как наложение изображений отдельных точек не вызовет его уширения. Иначе обстоит дело, когда изображения отдельных точек щели смещены друг относительно друз а в направлении, перпендикулярном щели, как это имеет место в результате искривления изображения щели. Изображения отдельных точек щели в этом случае будут расположены так, как это показало на рис. 1.16. Парабола, являющаяся стигматическим изображением щели, проходит через середины отрезков, изображающих отдельные точки, а все изображение занимает площадь, ограниченную концами этих отрезков.
38
ПРИЗМА
[Гч. I
Как уже отмечалось, для уменьшения астигматизма призму устанавливают в минимуме отклонения, а коллиматор делают по возможности лишенным хроматической аберрации, так чтобы во всей исследуемой области спектра через призму шли параллельные пучки лучей.
Кривизна спектральных линий может быть в значительной степени скомпенсирована искривлением щели — таким, чтобы в результате действия призмы ее изображение было прямым. Соответствующий расчет сделать нетрудно. Однако такая компенсация искажающего действия призмы может быть достигнута только для одной длины волны — обычно выбирается средняя часть спектра. С уменьшением длины волпы кривизна изображения щели быстро растет. Поэтому компенсация кривизны в корот
Гис 1.1G. Влияние астигматизма и кривизны па ширину спектральной линии.
Рис. 1 17. Кривизна спектральных линий в спектрографе с прямой (а) и с искривленной щелью (б).
коволновой части спектра будет неполной, а в длинноволновой—избыточной. Вид образующегося спектра показан на рис. 1.17, б. При этом вредное влияние кривизны значительно меньше, чем в случае прямолинейной щели.
Такой прием сейчас применяется в ряде приборов, хотя изготовление криволинейных щелей значительно труднее, чем обычных. Если в приборе установлено несколько призм в минимуме отклонения, то кривизна изображения равна сумме кривизн, вызываемых всеми призмами. Если призмы установлены вне минимума, то при вычислении кривизны, как и при вычислении дисперсии системы, нужно учитывать угловое увеличение.
§ 7. Типы призм
Разработано и осуществлено много конструкций диспергирующих призм и призменных систем, иногда в сочетании с зеркалами и поворотными призмами.
Для видимой области спектра обычно применяются стеклянные призмы размерами от 1 до 30 см. Призмы с базой 1 см применяются в карманных спектроскопах и других небольших приборах. Тридцатисантиметровые призмы были изготовлены в единичных экземплярах. Наиболее распространенный размер призм 4—8 см. Высота призмы обычно выбирается так, чтобы проекция преломляющей грани па объектив коллиматора представляла собой вписанный в него квадрат.
Жидкостные призмы. Для приготовления таких призм в трехграппый сосуд, снабженный прозрачными окнами, наливают жидкость, имеющую большую дисперсию. Сюда в первую очередь относится сероуглерод (CS2) и а-монобромнафталин.
Однако, из-за сильной зависимости показателя преломления жидкости от температуры и непостоянства температуры в различных частях такие
§ 7]
ТИПЫ ПРИЗМ
39
призмы оптически неоднородны. Для получения удовлетворительных спектров необходимо хорошее термостатирование. Это заставило отказаться от применения подобных призм и использовать их только в отдельных задачах. Так, например, для возбуждения флуоресценции монохроматическим излучением легко сделать монохроматор с призмой из воды, налитой в сосуд с кварцевыми окнами. Для такой задачи качество водяной призмы вполне удовлетворительно, а сделать ее легче и дешевле, чем кварцевую таких же
Гис 1 18 Водяная призма Гаррисона. а — сосуд с водой, б - вогнутое сферическое зеркало.
размеров. Еще более проста конструкция призмы, предложенная Гаррисоном (рис. 1.18), представляющая собой сосуд с водой, на дне которого наклонно расположено вогнутое зеркало, фокусирующее спектр.
Во всех экспериментах, в которых важна величина светового потока, пропущенного призмой, но нс предъявляется высоких требований к ее разрешающей способности и качеству изображения, жидкостные самодельные призмы очень полезны.
Призма Резерфорда. Призма Резерфорда состоит из основной призмы АВС (рис. 1.19), сделанной из стекла с большой дисперсией, и наклеенных на нее призм ABD и АСЕ. Эти две призмы из стекла, дисперсия которого значительно меньше, чем у призмы АВС- Назначение этих призм — увеличить предельный преломляющий угол центральной призмы. Полное внутреннее отражение от второй грани призмы наступит при условии
Anax = 2arcsin(1.48)
где п0— показатель преломления накладных призм ABD и АСЕ, ан — центральной. Если центральная призма сделана из стекла ТФ-5, а призмы ABD и АСЕ — из К-8, то Дулах ~ 120°. Одновременно, вследствие уменьшения угла падения и выхода света из призмы, уменьшаются потери на отражение и значительно увеличивается сечение пучка.
Конечно, некоторая часть выигрыша в дисперсии, который дает увеличение преломляющего угла призмы, теряется вследствие того, что дисперсия накладных призм паправлена в противоположную сторону и вычитается из дисперсии центральной призмы. Тем пе менее призма Резерфорда может дать дисперсию в 1,5—2 раза большую, чем обычная из такого же стекла.
Призма прямого зрения Амичи. Так называется система из трех или пяти* склеенных призм со значительно отличающимися дисперсиями (рис. 1.20). Призмы подбираются так, чтобы угол отклонения для средней части спектра был равен нулю. Такая система обычно применяется в карманных спектроскопах, для которых особенно существенны габариты прибора.
Призма постоянного отклонения Аббе. Призма Аббе (рис. 1.21) как бы состоит из двух тридцатиградусных(7 и 3) и одной сорокапятиградусной призмы полного внутреннего отражения (2), назначение которой — поворот луча, преломленного призмой 1, на прямой угол. В условиях минимума отклоне
40
ПРИЗМА
[Гл. I
ния углы Oj и а2 равны по абсолютной величине, но противоположны по знаку. Следовательно, угол отклонения луча равен 90°.
Так как стекла, имеющие большую дисперсию, обычно заметно погло-
щают в фиолетовой области спектра, то из-за большой длины луча в призме Аббе потери на поглощение в этой области делаются значительными. Чтобы
их уменьшить, призма_Аббе (часто действительно склеивается из трех призм, из которых 1 и 3 сделаны из стекла с большой дисперсией, а призма 2, в которой практически не происходит дисперсии, сделана из легкого прозрачного стекла, например К-8. Вместо призмы 2 можно поставить зеркало, не изменяя действия системы. Такое видоизменение было предложено С. Э. Фришем для ультрафиолетовой части спектра, для которой призму Аббе использовать трудно.
отк. юпспття.
Рис. 1.21. Призма постоянного
Рис 1 22. Призма Корию.
Призма Корню. Основным материалом для призм, прозрачных в ультрафиолетовой области спектра, служит кристаллический кварц. Однако его применение осложнено оптической анизотропией и связанным с ней расщеплением спектральных линий. Поэтому призмы из кристаллического кварца делаются с таким расчетом, чтобы избежать влияния двойного лучепреломления и оптической активности кварца па качество спектра. Наиболее широко применяется для этого призма Корию. Опа состоит из двух прямоугольных призм с преломляющим углом около 30° (рис. 1.22), вырезанных так, чтобы луч, идущий параллельно основанию (в условиях минимума отклонения для совокупности обеих призм), распространялся вдоль оптической оси кристалла. Призмы сделаны одна из право-, а другая из левовращающего кварца, в результате чего вращения плоскости поляризации не происходит. Однако лучи, распространяющиеся под углом к оси, испытывают двойное лучепреломление. Вращение плоскости поляризации для таких лучей также пе скомпенсировано. Все это может сказываться на качестве спектра.
Автоколлимационная призма (призма Литтрова). Часто, в особенности для больших приборов, вместо призмы Корню применяют авгоколлимацион-ную призму, представляющую собой комбинацию одной половины призмы Корню с зеркалом (рис. 1.23). В такой призме компенсация вращения плоскости поляризации происходит, как и в призме Корню; одпако потребность в количестве дорогого материала уменьшается вдвое. Для видимой области спектра призмы такого типа изготовляются из стекла.
Системы постоянного отклонения. Автоколлимационная призма, как и призма Аббе, характеризуется постоянным углом отклонения, который
§ 71
ТИПЫ ПРИЗМ
41
в данном случае равен 180°. Существует еще ряд комбинаций, составленных из призм и зеркал, которые в условиях наименьшего отклонения характеризуются одним и тем же углом отклонения для всех длип волн. Такие установки были предложены и исследованы Водсвортом; он показал, что комбинация из призмы и зеркала, жестко соединенных друг с другом, дает систему
Рис 1 2 Лвтоколлимапион-пая призма.
Рис 1.24. Схема постоянного отклонения Водсворта.
с постоянным углом отклонения (рис. 1.24). Однако в такой системе, при ее вращении, преломленный луч, вообще говоря, будет перемещаться параллельно самому себе. Чтобы этого не было, ось вращения системы должна
Рис. 1.25. Варианты схемы Водсворта.
совпадать с линией пересечения плоскости зеркала с плоскостью, секущей пополам преломляющий угол призмы (точка О на рис. 1.24). Основные случаи установки Водсворта показаны на рис. 1.25. Такая установка представляет
значительные конструктивные удобства, но связана с дополнительными потерями света и ухудшением качества изображения, обусловленным дополнительным отражением от зеркала.
Призма Фери. Стремление сделать спектральный прибор наиболее экономичным привело к конструированию диспергирующего элемента, в котором сочетаются действие призмы и фокусирующей оптики. Призма Фери ограничена двумя
пересекающимися сферическими поверхностями
(рис. 1.26). Выпуклая поверхность покрыта зеркальным слоем. Призма
используется в автоколлимационпой устаповке.
Обычно призма располагается так, что лучи в ней идут нормально к отражающей поверхности. Это приводит к наименьшим аберрациям, которые у призмы Фери достаточно велики, поэтому она может применяться только
42
ПРИЗМА
[Гл I
при небольшом относительном отверстии. Особенно велик астигматизм. Однако, несмотря на недостатки, в некоторых случаях ее удобно употреблять
в лабораторных.установках.
Легко видеть, что призма Фери является участком менисковой линзы, выпуклая поверхность которой покрыта зеркальным слоем. Имеющиеся в каждой лаборатории мениски могут
послужить для быстрого изготовления спектральной аппаратуры с такой призмой. Упомянутая ранее водяная призма Гаррисона (рис. 1.18) также является разновидностью призмы Фери.
Многопризменные системы. Популярные 40—50 лет назад многопризменные системы сейчас применяются сравнительно редко. Большое число призм приводит не только к значительным потерям света, но и к ухудшению качества изображения,
Рис. 1 27 Трсхпризменная система Ферстер.тии- ПОСКОЛЬКУ ВЛИЯНИС ошибок ИЗГОТОВ-га. о,, о2, о3 — оси вращении призм	ления растет по мере увеличения
числа призм. Тем не менее широко применяется трехпризменная система, предложенная Ферстерлицгом. Она
состоит из двух одинаковых равносторонних призм и расположенной между
Рис. 1.28. Автоколлимационнпя система, эквивалентная трехпризменной.
ними призмы Аббе (рис. 1.27). Все призмы установлены в условиях минимума отклонения. Система характеризуется постоянным углом отклонения 90°. Если все призмы сделаны из стекла одного сорта, то при переходе от
Рпс. 1 30. Система Леве.
Рис. 1.31. Система Фриша.
одной длины волны к другой нужно поворачивать призмы 1 и 3 на равные углы в противоположные стороны, а призму 2 — на утроенный угол в направлении вращения призмы 1. Поставив после последней призмы зеркало,
5 7]	ТИПЫ ПРИЗМ	43
изображенное на рис. 1.27 пунктиром, получим систему, эквивалентную шести шестидесятиградусным призмам.
Автоколлимационная схема, представленная на рис. 1.28, эквивалентна по своим оптическим свойствам трехпризменной схеме Ферстерлинга, но более компактна. Такая схема используется в ряде современных стилоскопов.
Следует упомянуть также схему Юнга — Толлона (рис. 1.29). Она более светосильна, так как позволяет использовать более широкие пучки при данных размерах призмы. Лучи, проходящие эту систему призм симметрично, всегда удовлетворяют условию минимума отклонения.
Система Леве (рис. 1.30) состоит из двух тридцатиградусных призм постоянного отклонения (угол отклонения 0°). Гипотенузные грани обеих призм параллельны друг другу. В каждой из призм пучок света испытывает два преломления и одно полное внутреннее отражение от большой катет-ной грани.
Очень удобную компоновку спектрального прибора дает система Фриша, состоящая из двух призм Аббе (рис. 1.31).
Г Л Л В Л II
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
§ 1. Устройство решетки и ее основные свойства
Принцип действия. В течение свыше 100 лет призма была единственным способом получения спектра. В 1786 г. американский астроном Дэвид Рит-тепхаус впервые использовал для этой цели явление дифракции. Изготовленное им устройство состояло из ряда щелей, образованных совокупностью топких проволок, натянутых на рамку. Такой прибор получил впоеледствие название прозрачной дифракционной решетки. Риттепхаус исследовал основные свойства такой решетки. Позднее, в 1821 г. Фраунгофер создал первую теорию дифракционной решетки. Фраунгофер предложил получать
решетки с более узкими прозрачными и непрозрачными участками, нарезая поверхность стеклянной пластинки алмазным резцом. Им же предложен метод получения отражательной решетки, которая образуется, если такого рода нарезку делатьна зеркальной поверхности металла. Основные методы изготовления дифракционных решеток, предложенные Фраунгофером, сохранились и до сего дня, хотя техника работы существенно улучшилась.
Почти во всех решетках, применяемых для научных исследо-
Рис 2 1. Дифракции на прозрачно» решетке. ваНИЙ, ИСПОЛЬЗуетсЯ дифракция при отражении. Прозрачные решетки применяются только в небольших приборах, чаще всего в учебных целях. Однако и сейчас иногда применяют решетку из параллельных проволок (расстояние между проволоками много больше их диаметра) по типу, предложенному Риттенхаусом. Такие большие проволочные решетки с очень малой угловой дисперсией надеваются па объективы больших астрономических инструментов. Они дают спектры первого порядка наиболее ярких
звезд, что представляет иптерес при выполнении некоторых астрометрических исследований.
Действие дифракционной решетки „легко попять, рассмотрев интерференцию отдельных плоских воли, испытавших дифракцию па щелях решетки. В результате интерференции лучей, исходящих из соседних щелей, будут наблюдаться максимумы, когда разность хода лучей Л2 — Лг будет равна целому числу волн (рис. 2.1). Элементарное геометрическое рассмотрение позволяет определить положение максимумов, задаваемое известной фор-
§ 1]
устройство решетки и ее основные СВОЙСТВ*
45
му.той
t (sin ср — sin ф) — л’Х.	(2.1)
Здесь Z — суммарная ширина прозрачного и непрозрачного участка решетки (постоянная решетки), ф — угол дифракции, ф -- угол падения, к — целое число. Аналогичная формула получается и для отражающей решетки. Формула (2.1) позволяет установит], ряд важных свойств решетки. Из нее видпо, что угол дифракции зависит от длины волны, именно это дает возможность применять решетку в качестве диспергирующего элемента.
Спектры разных порядков. Решетка дает большое число спектров, соответствующих разным значениям к. При к 0 имеем спектр пулевого порядка для которого sin ф - sin ф независимо от длины волны. Верхнее значение к ограничивается условием |sin ф — sin ф |	2. Из (2.1) получаем кА. гф 2t,
и, следовательно, максимальное значение к будет
кшах < 2//Х.	(2.2)
Чтобы решетка давала спектр хотя бы первого порядка, должно выполняться условие t ~> Л./2. Таким образом, для X - 5000 А постоянная решетки должна быть более 2500 Л, т. е. решетка должна иметь менее 4000 штр/мм. Современные решетки имеют от 600 до 2400 штр/мм, т. е. близки к указанному пределу. Для области 10 000 А решетка, имеющая 2400 штр/мм, уже не годится, так как с ео помощью невозможно наблюдать спектр даже первого порядка. Поэтому для более длинноволновой области приходится применять относительно грубые решетки, имеющие 300 штр/мм и менее.
Разрешающая способность. Верхний предел для расстояния между штрихами пе ограничивается никакими жесткими условиями. Однако два обстоятельства заставляют уменьшать постоянную решетки. Прежде всего, разрешающая способность дифракционной решетки, как мы покажем далее,
R = Х/6Х = kN,
т. е. определяется, кроме порядка спектра, также полным числом штрихов решетки N. Очевидно, что существенное увеличение числа штрихов решетки возможно лишь за счет уменьшения ее постоянной. В ином случае мы быстро придем к решеткам недопустимо больших размеров. Действительно, желая получить решетку с разрешающей способностью в спектре первого порядка 100 000 при 600 штр/мм, мы должны сделать заштрихованную часть длиной 17 см. Вели сделать постоянную решетки хотя бы в десять раз больше, т. е. 1/60 мм, то длина ее возрастет до 170 см, что уже нереально.
Таким образом, желание иметь большую разрешающую силу заставляет увеличивать число штрихов и соответственно уменьшать постоянную решетки. Для увеличения разрешающей способности можно также существенно увеличить порядок спектра. Эту возможность мы обсудим позднее.
Дисперсия. Другим обстоятельством, заставляющим уменьшать постоянную решетки, является стремление к увеличению угловой дисперсии. Выражение для угловой дисперсии можно получить, дифференцируя (2.1) по X:
м
Отсюда видно, что уменьшение постоянной решетки t, как и увеличение порядка спектра, приводят к увеличению угловой дисперсии прибора.
Подставив в уравнение (2.3) значение к/l, найденное из (2.1), можно записать формулу для угловой дисперсии в виде
п ____sin ф — sin ф
ф ~ X cos ф
(2.4)
46	ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА	[Гл. 11
Таким образом, при заданных углах падения и дифракции дисперсия решетки не зависит от ее постоянной. Для случая нормального падения света на решетку (sin ф = 0) формула (2.4) принимает вид
п _ tgrp	,,
У7<₽-	(2.4 )
Для отражательной дифракционной решетки, работающей в автокол-лимационной схеме, sin ф — — sin <р, и для DФ получим
Переложение порядков. Основная формула решетки (2.1) показывает, что одни и те же углы дифракции будут наблюдаться для всей совокупности длин волн Х;, удовлетворяющих соотношению
t (sin ср — sin ф) -- Аг-кг-.	(2.6)
Здесь Kt — вся последовательность натурального ряда чисел к, возможных для данной решетки.
Таким образом, если для наибольшей наблюдаемой длины волны X спектр первого порядка расположен под углом ср к нормали, то под этим же углом будет наблюдаться излучение с длиной волпы А/2 в спектре второго порядка, А/3 — в спектре третьего и т. д.
Если использовать относительно низкие порядки спектров, то этп налагающиеся излучения разделить довольно легко. Допустим, что мы наблюдаем область вблизи 7000 А в спектре первого порядка. На нее наложится излучение с длиной волны 3500 А из второго порядка. Это излучение легко обрезается желтым стеклянным фильтром. Он же поглотит излучение с А — — 2300 А из третьего порядка и все более коротковолновое излучение, наблюдаемое под этим же углом в спектрах более высоких порядков.
Если использовать решетку для наблюдений спектров высоких порядков (что. как мы увидим, имеет ряд существенных преимуществ), то область, свободная от наложений, уменьшается. При этом приходится припимать ряд специальных мер для разделения спектров соседних порядков. Найдем область, свободную от наложений, т. е. расстояние в длинах волн между двумя спектрами соседних порядков, дифрагированных под одним и тем же углом <р. Поскольку углы падения и углы дифракции для соседних налагающихся порядков одинаковы, то из уравнения (2.6) следует
кА -- (к -j- 1) (А — ДА), откуда	(2.7)-
Таким образом, для спектра сотого порядка область, свободная от наложений, составляет лишь 1% от наблюдаемой длины волны. Например, для 5000 А ДА составляет всего 50 А.
§ 2. Инструментальный коптур
Прозрачная дифракционная решетка. Для получения инструментального контура, даваемого решеткой, нужно рассчитать угловое распределение амплитуды волны, образовавшейся в результате дифракции плоской монохроматической волпы па штрихах решетки.
Сначала для простоты произведем расчет инструментального контура прозрачной дифракционной решетки с периодом t и шириной непрозрачных
ИНСТРУМЕНТАЛЬНЫЙ КОНТУР
47
§ 2]
и прозрачных участков а и b (см. рис. 2.1). Как будет показано ниже, рассмотрение отражательной дифракционной решетки может быть сведено к рассмотрению прозрачной дифракционной решетки.
Пусть свет падает на решетку под углом ф. Действие дифракционной решетки будем рассматривать как результат интерференции когерентных пучков света, дифрагировавших на отдельных щелях решетки.
Как известно из теории дифракции на щели, амплитуда волны, дифрагирующей в направлении ф, пропорциональна величине , где и — —Ъ' sin 0, 9 —(ф — ф)— угол дифракции, a b' - b cos ф — проекция ширины щели на поверхность волнового фронта падающего светового пучка.
Результирующее колебание, обусловленное всеми дифрагированными в направлении ф волнами, можно представить в комплексной форме
S-	(2.8)
h-0
Здесь А — множитель пропорциональности, 6 - 2лД/Х — разность фаз между двумя пучками, дифрагировавшими от соседних щелей. Геометрическая разность хода А (рис: 2.1) равна
Д = Д2 — At — (sin ф — sin ф) t и, следовательно,
6(sin ф—sin ф)£.	(2.9)
В формуле (2.8) имеем сумму первых N членов геометрической прогрессии с показателем ei6. Проведя суммирование, получим
(2.10)
Для получения углового распределения анергии нужно умножить 5 на комплексно сопряженную величину S*. Тогда
I - SS* = Л2	.	(2.11)
Переходя от комплексных функций к тригонометрическим, получим sin22" sin7\	(2.12)
u2 sin2 V	'	'
где
6 лД л , .	,, ,	,_ .
v — -J = — — j- (sm ф — sin ф) Z.	(2.13)
Таким образом, распределение энергии по углам, даваемое дифракционной решеткой, может быть представлено в виде
I -АЧ, (н)/2 (к),	(2.14)
где
г , . sin2 и	, . .	sin2 АГ с
График функции 12 (у) показан на рис. 2.2. Для значений v - ьфл («, — целое число) функция I имеет максимумы, величина которых пропорциональна N. Эти максимумы называются главными. Здесь функция 12 принимает
48
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
I Гл 1Т
.значение N2, однако множитель Л2, пропорциональный энергии, падающей па одну щель, обратно пропорционален числу штрихов N.
Между главными максимумами имеется IV — 1 эквидистантных минимумов, соответствующих Nv к„ л для всех целых значений к2, кроме тех, когда nJN также равно целому числу к,.
Угловое расстояние между двумя соседними минимумами, так же как расстояние между главным максимумом и ближайшим к нему минимумом, можно определить, полагая для двух соседних минимумов
р, - K2n/N и v2 — (к3 -J 1) n/N.
Подставляя эти .значения в (2.13), получаем
щ	(sin cpt — sin гр) t -- Kzn/N,
uz y-(sin(p2— sin ф) t -(к2+1)л/Лт, откуда
sin <p2 — sin цц -- X/tN.	(2.15)
Поскольку X/tN < 1, выражение (2.15) принимает вид
cos ср 6ср — = k/tN.
Тогда расстояние между двумя соседними минимумами будет
бср — K/(lN cos ср).	(2.16)
Согласно критерию Рэлея эта величина представляет собой минимальное угловое расстояние между спектральными линиями, разрешимыми с помощью данной решетки. Соответствующее расстояние в длинах волн 6Х найдем, воспользовавшись формулой для угловой дисперсии (2.3):
6X_-43L-_A2^6cp. а<р к ИХ
Подставляя сюда бср из (2.16), получаем 6л — X/Nk. Отсюда разрешающая способность дифракционной решетки
R = Х/6Л Nk.	(2.17)
Таким образом, разрешающая способность решетки в данном порядке зависит только от общего числа штрихов.
§ 2]
ИНСТРУМЕНТАЛЬНЫЙ КОНТУР
49
Интересно отметить, что максимальная теоретическая разрешающая способность /?гаах = A;Kmax в соответствии с (2.2)
•^max 2NtlK, т. е. определяется только шириной решетки В = Nt.
Вернемся теперь к множителю 1г (п) в формуле (2.14), представляющему собой распределение энергии при дифракции от одной щели. Эта функция меняется при изменении угла дифракции значительно медленнее, чем 12 (у),
и практически не сказывается на ширине главных максимумов. Однако наличие этого множителя приводит к перераспределению энергии между главными максимумами.
Вид этой функции представлен на рис. 2.3. Она обращается в пуль при и = тл (т — целое число), кроме и = 0, когда она имеет максимум со значением (0) = 1. При значениях и, близких к — л, когда sin и —
=1, 1Х (и) имеет максимумы, величина которых убывает как
Переменные и и и в случае прозрачной дифракционной решетки связаны с углами падения и дифракции следующим образом:
и = -у- Ъ cos ф sin (<р — ф)/
v = (siifcp — sin ф).
Очевидно, что при <р = ф, т. с.’в паправлепии падения света на решетку, и и и одновременно обращаются в нуль при всех значениях А. Таким образом, в этом направлении для всех длин волн обе функции (п) и 1„ (у) имеют главный максимум. На рис. 2.4 изображены функции (и) и 12 (у) для прозрачной решетки в случае нормального падения света па нее (ф — 0). При этом v = sin ср, а и = sin ср, т. е. и = vb!t. Если величины прозрачных и непрозрачных промежутков дифракционной решетки равны (b = V2 t), то и = 1/2 и.
Очевидно, что в этом случае четные максимумы функции 12 (и), соответствующие величинам и = 2л, 4л, 6л и т. д., совпадают с минимумами функции 4 Д. Н. Эайдель и др.
50
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[Гл. II
(и). Высота зачерненных участков главных максимумов на рис. 2.4 пропорциональна произведению 1\ (н) /2 (у). Она соответствует энергии света в максимумах.
Распределение энергии в фокальной плоскости линзы, поставленной после решетки, можно положить в первом, но достаточно хорошем приближении таким же, как угловое распределение, даваемое решеткой. Для этого
следует принять, что линза не вносит искажения и что dl ~ Fdq>, где dl — расстояние, отсчитанное в фокальной плоскости, F — фокус линзы (линза лишена дисторсии и угловые размеры изображения малы).
При этих предположениях с точностью до постоянного множителя, который определяется условием нормировки, инструментальный коптур решетки задается уравнением (2.12).
Отражательная дифракционная решетка. Перейдем к рассмотрению инструментального контура отражательной дифракционной решетки. Пусть
Гис. 2 5. Дифракция на отражательной решетке.
грани штрихов составляют с плоскостью решетки угол а, расстояние межд-соседними штрихами i, ширина грани Ъ, N и У — нормали к поверхност ешетки и к грани штриха соответственно (рис. 2.5). Предположим, что вс
§ 2J
ИНСТРУМЕНТАЛЬНЫЙ КОНТУР
51
личины а, Ъ и t для всех штрихов одинаковы, а коэффициент отражения металла г не зависит от длины волны и угла падения света на решетку.
Пусть на решетку падает свет в направлении I, составлявшем с нормалью IV к плоскости решетки угол ф. Рассмотрение дифракции этого светового пучка на поверхности грани можно заменить рассмотрением дифракции пучка I' па прозрачной щели шириной Ь’. Пучок Г представляет собой зеркальное отражение пучка I от поверхности грани штриха.
Угол между направлением Г и нормалью к решетке N равен (ф + 2а). Ширина щели Ъ' — Ъ cos (ф + а) представляет собой проекцию грани штриха па поверхность волнового фронта, соответствующего пучку Г.
Итак, рассмотрение отражательной дифракционной решетки можно свести к рассмотрению прозрачной дифракционной решетки, угол падения
Рис 2 6. К выводу формулы отражательной дифракционной решетин.
света на которую равен ф' — (Ф + 2а), а ширина прозрачных промежутков Ъ'. Отсюда следует, что распределение энергии по углам для отражательной дифракционной решетки описывается формулой (2.12), где
н —-^-Ьсо8(ф-га)й1П((р-|-ф-|-2а).	(2.18)
Здесь ф — угол .между нормалью Л' и дифрагированным пучком II. Величина v по-прежнему равна л Д/Л, где Д — геометрическая разность хода между пучками, дифрагирующими от соседних штрихов решетки. Как видно из рис. 2.6,
Д = Дх -|- Д2 — t (эшф -|- sin ф).
Таким образом, положение главных максимумов для отражательной решетки определяется формулой
I (sin ф + sin ф) == «Л.	(2.19)
Это соотношение отличается от приведенной ранее основной формулы прозрачной дифракционной решетки (2.1) только знаком угла ф.
Параметр и определяется соотношением
к = у-(sin ф-;-зтф)Л	(2.20)
В случае отражательной непрофилировацной решетки (а — 0) и= b cos ф sin (ф -I ф),
v = — t (sin ф -|- sin ф).
(2-21)
При ср = — ф как v, так и и одновременно обращаются в нуль независимо от значения X. Таким образом, энергетическое распределение в этом случае
4*
52
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[Гл. II
имеет главный максимум пулевого порядка при угле ср, равном углу зеркального отражения. В остальном вид энергетического распределения не отличается от соответствующего распределения для прозрачной дифракционной решетки (см. рис. 2.4).
Если отражательная дифракционная решетка имеет профилированные штрихи (а =/= 0), то главный максимум функции 1г (и), соответствующий и — 0, возникает при ср -- — (ф -I- 2а). Этот угол соответствует зеркальному отражению от грани штриха («угол блеска»). При таком значении ср величина v, вообще говоря, отлична от пуля, т. е. пулевой порядок дифракционной
Рис. 2.7. Распределение яркости по порядкам отражательной профилированной решетки
решетки не совпадает с максимумом энергетического распределения для одной щели. Функции Ц (и) и /2 (р) для профилированной дифракционной решетки приведены на рис. 2.7. При ср — —(ф -|- 2а) v = ~ [sinф — sin (фф-ф- 2а)]. Если эта величина равна кл, то в направлении ср образуется дифракционный максимум к-го порядка. Таким образом, меняя величину а, можно получить концентрацию света в желаемом порядке дифракционной решетки.
Профилированные решетки были впервые предложены Рэлеем и изготовлены Вудом, который применял их в инфракрасной части спектра. Если под углом блеска наблюдаются спектры 5—10 порядков, то такую решетку называют эшелеттой. Решетки, в которых наклон штрихов и расстояние между ними таковы, что наибольшая яркость приходится на спектры более высоких порядков —вплоть до сотого, называются эшелле. Следует отметить, что строгого терминологического разделения этих типов решеток в литературе пет.
Эффективность дифракционной решетки. Под абсолютной эффективностью дифракционной решетки понимают отношение светового потока данной длины волны, дифрагированного в данный порядок спектра, к соответствующему потоку, падающему па решетку. Эффективность решетки е можно представить в виде двух множителей, первый из которых является коэффициентом отражения покрытия г, а второй г0 определяется формог штрихов:
е = геп.
Величину е0 часто называют относительной эффективностью решетки. Онг представляет собой отношение светового потока данной длины волны, дифра-
§ 3]
КРИВИЗНА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
53
к полному потоку, отраженному решеткой, решеток абсолютная эффективность может
гированпого в данный порядок, Для лучших профилированных достигать десятков процентов.
Эффективность решетки существенно зависит от поляризации излучения, длины волпы и угла падения.
ди-11ло-
§ 3. Кривизна спектральных линий
До сих пор мы рассматривали дифракцию лучей, лежащих в плоскости главного сечения решетки. Однако пучки света, идущие от нецентральных участков щели, наклонены к плоскости главного сечения. Так же, как и в случае призменных спектральных приборов, это приводит к кривизно спектральных линий.
Рассмотрим волновой вектор к падающей па решетку световой волны и вектор к' дифрагированной волны. Величины векторов равны 1/Х, а их направления совпадают с направлениями падающего и фрагированного пучков, скость решетки параллельна ПЛОСКОСТИ XZ (рИС. 2.8), а гптри- р11с 2 8. К вычислению проекций волнового вектора к XII параллельны ОСИ Z. Векто-	па координатные осп.
ры к и к' составляют с плоскостью главного сечения ху углы а и а', а их проекции на плоскость главного сечения составляют с осью у углы ф и <р соответственно.
На рис. 2.8 для простоты показан только один вектор /г. Из геометрических соображений проекции к и к' на координатные оси будут
.	1	.	, i
/сх = — cos a sin ф, А . 1 кч — у cos а cos ф, kz -ysina,
,, 1
к,-- — cosa sin <р, л	т
,, 1
/cy^ycosa cosip,
,, 1 . ,
к, --- — sin а .
(2.22)
Для а = 0. т. е. для падающего пучка, лежащего в главной плоскости, 1	Г	1
кх — -т-sin Ф- Аналогично для дифрагированного луча кх — — sin ip. A	А
Приведенную ранее основную формулу отражательной дифракционной решетки (2.19) можно, таким образом, записать в виде
к. \-к'х---кЦ.	(2.23)
Можно показать [2.1], что это уравнение, выведенное нами ранее для лучей, лежащих в плоскости главного сечения, имеет общее значение и справедливо также для лучей, направленных к пей под углом.
54
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[Гл II
В направлении штрихов решетки происходит зеркальное отражение дифрагированного луча, и поэтому
kz — — k'z.	(2.24)
Из уравнений (2.23) и (2.24), пользуясь (2.22), можно получить, что а = — а' и
1	.1	. н
т- cos а sin ф - - — cos а sin ср = —, Л>	Л	С
или
sin ф + sin ср	———.	(2.25)
т 1	(	t cos а	4	'
Как следует из этого уравнения, лучи, наклоненные к главной плоскости, дифрагируют но тому же закону, что и лучи, лежащие в главной плоскости, но постоянная решетки для таких лучей имеет значение t cos а. Поэтому наклонные .тучи отклоняются решеткой па больший угол, что

2	3
Рис. 2.9. Кривизна спектральных линий, даваемых решеткой.
и приводит к искривлению спектральных линий. Выпуклость линий обращена в сторону синей части спектра (см. рис. 2.9), обратно тому, что имеет место для призмы.
Вычислим величину кривизны спектральных линий. Для центра щели а — 0, и тогда уравнение (2.25) принимает вид
sin ф0 sin ср0 --- ~ .	(2.26)
Учитывая, что угол падения ф одинаков для всех точек прямой щели (ф = ф0), из (2.25) и (2.26) имеем
Sin cp — sin сро —-	(2.27)
Для малых углов а Дер -- ср —ip0 мало, и, преобразуя (2.27) нетрудно получить
(2.28) т t cos 2	к '
Учитывая, что линия образуется в фокальной плоскости камерного объектива спектрографа с фокусом F, отклонение луча на угол Д<р приводит к ее смещению вдоль направления дисперсии па величину AZ -- /’’Дер. Угол а = h/F, где h — расстояние соответствующей точки .пинии от оси спектра (рис. 2.9).
Таким образом, из (2.28) имеем
Д/=_--------h2.	(2.29)
2tf cos <р	'	’
Итак, уравнение спектральной линии — парабола, кривизна которой, как можно показать, приближенно равна
1 _ ьД
Г 11’’ COS (f
(2.30)
5 о
ВОГНУТЫЕ РЕШЕТКИ
55
Стрела прогиба спектральной линии задается уравнением (2.29).
Для прибора ДФС-8 с F = 2,7 м и решеткой с 600 штр1мм для высоты щели 2/г — 20 мм имеем Д/ 5 мкм.
Как видно из приведенного примера, для сравнительно длиннофокусных приборов кривизна линий невелика, по в случае короткофокусных монохроматоров опа может приводить к заметному ухудшению разрешения. Для устранения этого эффекта иногда пользуются искривленными щелями монохроматора.
§ 4. Вогнутые решетки
Принцип действия. В 1882 г. Роуланд предложил совместить фокусирующие свойства вогнутого зеркала с диспергирующими свойствами нарезанной па его поверхности дифракционной решетки. Такие решетки получили название вогнутых и широко сейчас применяются. Вогнутая решетка позволяет до предела упростить схему спектрального прибора за счет исключения
Рис. 2.10. Дифракция на вогнутой решетке.
специальной фокусирующей оптики. Для получения спектра необходима только щель и вогнутая решетка. Благодаря использованию таких решеток стала доступной область далекого вакуумного ультрафиолета (А. < 500 Л). Точное измерение длин волн в сложных спектрах сейчас также не мыслится без большой вогнутой решетки. Полная теория вогнутой решетки достаточно сложна, и мы приведем здесь лишь наиболее простые рассуждения и основные выводы.
Как правило, решетка наносится на поверхность сферы, хотя решетка, нанесенная на торические и эллипсоидальные поверхности, обладает известными преимуществами. Будем считать, что размеры заштрихованной части решетки и высота штриха малы по сравнению с радиусом сферы г, на которую она нанесена. Середину среднего штриха решетки назовем ее центром. Проведем круг, диаметр которого равен радиусу кривизны решетки. Этот круг касается решетки в ее центре и лежит в плоскости, перпендикулярной штрихам. Такой круг называется кругом Роуланда.
Рассмотрим ход монохроматических лучей, падающих на решетку из точки S, лежащей на этом круге (рис. 2.10). Пусть А и В — два соседних штриха решетки. Лучи 5 Л и SB падают па эти штрихи под углами ф и ф -|-+ Дф. Дифрагированные лучи АР и ВР идут под углами <р и <р Д<р и пересекаются в точке Р. Центр кривизны решетки обозначим через С. Пусть АСВ = Ду; ^ASB Дог и /^АРВ ~ Др-
Условие максимума, как и для плоской решетки, получим, приравняв разность хода соседних лучей целому числу длин волн:
(5Л Ч- АР) — {SB + ВР) = кк.	(2.31)
56
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[Гл. II
Продлим лучи SB до точки G и РВ до точки F так, чтобы SG=SA и PF — = РА. Тогда можно написать
(54 + АР) — {SB +{ВР) = BG + BF.
Углы AFB и AGB отличаются от прямых на величины порядка малых углов Дог и Др. С той же точностью FAB « ср, а / GAB & ф. Поэтому BG » АВ sin ф и BF АВ sin ср. Тогда равенство (2.31) можно записать в виде
АВ (sin ф 4- sin ф) = кк, или
t ( sin ф J- sin <p) = кк,	(2.32)
где t — AB — постоянная решетки. Таким образом, мы получили ту же формулу для положения главных максимумов, что и для плоской решетки (см. формулу 2.19).
Покажем теперь, что вогнутая решетка, в отличие от плоской, обладает фокусирующим действием. Это значит, что лучи с длиной волны X, исходящие из точки S и лежащие в плоскости, перпендикулярной штрихам решетки, образуют независимо от угла падения ф главный дифракционный максимум в одной и той же точке Р. Для этого продифференцируСхМ (2.32) по ip и ср при постоянных Хики перейдем к конечным разностям
cos фДф 4- cos <рДср = 0.	(2.33)
Из рис. 2.10 видно, что ф 4- Ау = ф 4- Аф + А<т, т. е.
Дф = Ду — Да.	(2.34)
Аналогично <р 4~ Ау = ср 4* А<р 4- Ар, т. е.
Дер = Ду — Др.	(2.35)
С другой стороны,
Ay=Y« До = -у cos ф, Др = ~ cos ср.	(2.36)
Подставляя в (2.33) значения Дф и Дер из (2.34), (2.35) и используя равенства (2.36), получаем
cos ф (у— у cos ф^ 4-cos ср -^-созф)=0.	(2.37)
Чтобы это уравнение удовлетворялось при любых <р и ф, необходимо и достаточно, чтобы одновременно у---^-соэф = 0 и у----р-cos ср — 0 или же
s — г cos ф и г' — г cos ср.	(2.38
Уравнения (2.38) являются уравнениями окружности в полярных координатах. Диаметр этой окружности равен радиусу кривизны решетки г, т. е. получаем уравнение круга Роуланда. Таким образом, если точка S лежит на круге Роулапда, то на том же круге лежит и точка Р, в которой образуется главный дифракционный максимум для лучей данной длины волны X. Естественно, что для лучей разных длин воли Xj, Х2 и т. д. главные дифракционные максимумы в соответствии с (2.32) образуются в разных точках 7>1, 7% и т. д. Однако все эти точки лежат па этом же круге, образуя на нем спектр источника, помещенного в S. В уравнение, определяющее этот круг, не входит постоянная решетки. Это значит, что любая решетка с радиусом г будет давать спектр, лежащий на одной и той же окружности.
Из этого рассмотрения не следует, что лучи, идущие из точки S. по не лежащие в плоскости роуландовского круга, также фокусируются в точке Р.
§ 4
ВОГНУТЫЕ РГЛИЕТКИ
57
Наоборот, легко показать, что решетка обладает значительным астигматизмом и изображение точки S представляет собой отрезок прямой, параллельной штрихам решетки.
Выражение для разрешающей силы вогнутой решетки совпадает с соответствующим выражением для плоской решетки. Угловая дисперсия, как и в случае плоской решетки, получается дифференцированием равенства (2.32) по X и совпадает с выведенной ранее формулой (2.3).
Формулу для линейной дисперсии легко получить, отсчитывая расстояния I вдоль круга Роуланда. Угол ср, являясь вписанным в окружность диаметра г, равеп ср = Иг, откуда после дифференцирования по X находим выражение, связывающее линейную и угловую дисперсию решетки:
n dcp 1 dl 1 n
£'ч> ~~dK~~~~dX""7IJl
(2.39)
Исключая из (2.3) и (2.39) dtf/dX, для линейной дисперсии получим £>г = 4|--т-7Г 	(2.40)
аА. t cos ср	'	'
Изображение щели, даваемое вогнутой решеткой, обладает, как и в случае плоской решетки, некоторой кривизной. Последняя, однако, мала и может не приниматься во внимание для решеток обычно применяемых размеров. Если решетка и щель расположены на круге Роулапда, то на этом же круге располагается и спектр. Это следует из уравнения (2.38). Молено получить спектр и при/другом расположении щели и решетки. Однако детальные расчеты показывают, что при расположении всех трех элементов установки (щель, приемпик, решетка) на роулапдовском круге аберрации минимальны.
Расчет положения спектра проведен для «малой» решетки. Если ее размеры сравнимы с радиусом, то кроме астигматизма появляются и другие аберрации, ухудшающие коптур спектральной .линии.
Астигматизм решетки. Как уже упоминалось, изображение точки, помещенной на роуландовском круге, растягивается в отрезок, параллельный штрихам решетки. Длина этого отрезка z зависит от углов падения и дифракции, а также от длины штриха решетки I. Соответствующие расчеты довольно громоздки, поэтому мы приведем лишь окопчате.п пую формулу и вычисленную но ней номограмму, которая позволяет легко определить величину астигматизма в практически важных случаях:
z = (sin2 ср -|- sin ф tg ф cos ср) I _ А1.	(2-41)
На номограмме рис. 2.11 даны значения А для решетки, имеющей 1200 игтр!мм.
Вследствие астигматизма освещенность изображения щели будет зависеть от длины освещенного участка щели, пока он не станет больше некоторой величины h. При высоте h концы щели дадут астигматические изображения, середины которых удалены друг от друга па расстояние h' = = h cos cp/cos ф. Освещенность в центре изображения достигнет максимума при h' — z, откуда для величины h получаем выражение
h = z cos ф/cos ср = (sin2 ср cos ф/cos ср sin2 ф) I.	(2.42)
При большом астигматизме величина светового потока,’падающего на приемник нри£ фотоэлектрической регистрации, может уменьшаться, поскольку длина изображения щели стапет больше размеров приемника.Таким образом, при фотографических и при фотоэлектрических измерениях астигматизм может привести к уменьшению количества используемой световой энергии, иначе говоря, снизить светосилу прибора.
58
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[Гл. И
Другим вредным следствием астигматизма является падение реальной разрешающей способности решетки в случае, когда щель не строго
Астигматизм Зля точечного источника.,расположенного на щели
Угол дифракции
Рис. 2.11. Астигматизм вогнутой решетки Пунктирные кривые спя бывают yr n»f падения и дифракции для указанных: длин волн.
параллельна штрихам решетки. Причина этого ясна
из рис. 2.12, на ко-
тором показаны астигматические изображения ряда участков щели.
Схемы установок вогнутых решеток. Известно большое количество типов установок вогнутых решеток. В большинстве из них все три элемеп-
РисЛ2.12. Уширение спектральной линии из-за астигматизма при наклонном расположении щели.
та — щель, решетка и фокальная поверхность расположены на круге Роуланда. Однако только одна из них, первоначально использованная самим Роуландом, называется установкой Роуланда. В этой установке спектр всегда наблюдается в направлении пормали к решетке (<р — 0). Однако осуществление этой схемы требует довольно громоздких механических устройств и значительного места. Ее преимущество (нормальная дисперсия) практически не окупается, и эта схема сейчас не применяется.
Пе применяется в современных приборах и схема Абнея. В этой схеме при переходе от одной области спектра к другой должна перемещаться входная щель, а следовательно и источник света. Кроме того, в ней очень трудно сохранить необходимую степень параллельности штрихов решетки и ножей щели. Подробности об этих схемах можно пайти в монографии [3|.
Наиболее удобна для применения с решетками всех радиусов кривизны, вплоть до самых больших, схема Пашена — Вунге (рис. 2.13). Здесь все три элемента жестко закреплены па роуландовском круге. Обычно выбирается угол падения ~ 45°, по часто используют и меньшие углы — до 10°. С помощью этой установки охва-
тывается па длинной пластинке или пленке наиболее широкая область спектра. В установке отсутствуют подвижные части, что позволяет легко
§ 4]
ВОГНУТЫЕ РЕШЕТКИ
59
поддерживать неизменность взаимного расположения элементов и делает ее более дешевой.
Однако приборы, построенные по схеме Пашепа — Рунге, довольно громоздки, в особенности для решеток с радиусом более 2 м. Кроме того,
Рис. 2 13. Схема установки погнутой решетки по Пашену — Р\)(го* S — источник света, L — линза, St — щель, G — решетка, РР' — фокальная поверхность.
в этих условиях астигматизм решетки достаточно велик. С обеих этих точек зрения более выгодна автоколлима-ционная установка Игля, для которой <р «ф. Схема ее показана на рис. 2.14. Сейчас существует ряд модификаций этой схемы. Иногда щель располагается над или под плоскостью круга Роуланда, а спектр образуется по другую сторону от этой плоскости (пространственная установка) (рис. 2.15). Щель иногда располагается
Рис 2 14. Схема установки вогнутой решетки по Иглю. SI — щель, G — решетка, Р — кассета.
на продолжении спектра (рис. 2.14), а иногда сбоку от него, и свет направляется па решетку поворотным зеркалом или призмой (рис. 2.16).
При пространственной установке щель и ее изображение оказываются не параллельными друг другу. Чтобы линии в спектре были перпендикуляр-
Рис. 2.15. Пространственная схема установки погнутой решетки по Иглю. G — решетка, SI —щель, РР' — спектр
ны направлению дисперсии прибора, щель приходится устанавливать под углом к штрихам решетки. Такой же поворот изображения щели имеет место у всех спектральных приборов, в которых центры щели и ее изображения не лежат в плоскости главного сечения диспергирующего элемента.
Установка Игля применяется главпым образом для спектрографов. Фотографируемый участок занимает сравнительно небольшую область спектра. При переходе от одной области к другой приходится перемещать решетку, одновременно менять угол ее поворота и угол поворота кассеты. Все три вида перемещений достаточно точно осуществляются с помощью одного
60
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[ГЛ. II
винта. Установка Игля применяется для решеток всех радиусов кривизны, вплоть до самых больших.
Практически полного устранения предложенной Водсвортом (рис. 2.17).
Рис. 2.10. Один из вариантов установки вогнутой решетки по схеме Игл и: S — источник света, SI— щель, тп — зеркало. G — решетка, Р — кассета.
астигматизма можно добиться в схеме, Здесь решетка освещается параллельным пучком, создаваемым сферическим коллиматорным зеркалом М. Спектр располагается на кривой, радиус кривизны которой вблизи вершины примерно равен половине радиуса кривизны роулапдовского круга.
Соответственно меньше и линейная дисперсия. Астигматизм равен нулю па нормали к решетке и очень мал на достаточно большом расстоянии по обе стороны от нее. Зто существенно улучшает условия работы.
Для монохроматоров часто применяется схема Сейя — Намиока,
в которой спектр получается также не на круге Роуланда. Она особенно удобна тем, что переход от одной длины волны к другой осуществляется вращением решетки без перемещения остальных деталей установки. При
Рис 2 17 Схема установки ши путей решетки но Водсворту: S -- щечь. Л1 — вогнутое зеркало, G — решетка, Р — кассета, ЛВ — рельс для установки кассеты.
Рис 2 18 Схема установки вогнутой решетки по Сейя — Намиока S и S' - - неподвижны^ входная и выходная щечи монохроматора. Gi и G’2 — два положения решетки, В — ось впаще-нпя решетки.
геометрии, указанной на рис. 2.18, аберрации оказываются незначительными. Схема широко используется в небольших монохроматорах, главным образом для вакуумной области спектра, где преимущества простой кинематики особеппо существенны.
§ 5. Технология изготовления решеток и их эксплуатация
Изготовление решеток [2.2, 2.3]. Современные решетки, как правило, изготовляются путем нарезки алмазным резцом мягкой металлической поверхности. Основанием для решетки служат обычно стеклянные заготовки, отполированные с точностью до Х/10. На заготовку наносится испарением слой хрома, поверх него слой алюминия, по которому и ведется нарезка.
§ 5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ РЕШЕТОК И ИХ ЭКСПЛУАТАЦИЯ
61
Необходимый профиль штриха и наклон его отражающих граней достигается соответствующим углом заточки и установки режущего алмаза. В процессе нарезки заготовка подается винтом на определенное расстояние, равное постоянной решетки. После каждого перемещения проводится резцом один штрих.
Решетки для видимой области имеют от 100 до 2400 штр/мм' наиболее употребительны 300, 600 и 1200 штр!мм.
Размер заштрихованной площади обычно не превышает 150 X ЮОльи2 (100 мм — высота штриха). Для специальных целей делают решетки и больших размеров. Заготовки для вогнутых решеток имеют радиусы кривизны от 0,5 до 12 м; наиболее употребительны г — 1, 2, 3, 6 м. Общее число штрихов решетки ширипой 100 мм, имеющей 1200 штр1мм, равное ее разрешающей способности в первом порядке, составляет 120 000. Чаще употребляются решетки с разрешающей способностью в первом иорядко 50 000 — 80 000. Реальная разрешающая способность в первом порядке у хороших решеток близка, к рэлеевской. В спектрах высоких порядков вследствие ошибок
Рис. 2.19. Духи 1’оу. 1<>пда вблизи от яркой линии ртути X = 4047 А.
изготовления разрешающая способность обычно ниже, чем следует из теории. Чзм больше штрихов на миллиметр содержит решетка, тем больше относительные погрешности ее изготовления. Во всех старых машинах подачи резца или заготовки осуществлялись точным винтом и ошибки постоянной решетки обуславливались ошибками подающего механизма. Каждый винт имеет периодическую ошибку парезки, и она приводит к периодическим ошибкам в постоянной решетки. Это сказывается в появлении около каждой сильной линии ложных линий, симметрично расположенных относительно основных и получивших название «духов Роулапда».
Пусть т — число линий, нарезаемых за один оборот винта делительпой машины, X — длина волны спектральной линии, к — порядок спектра, к' — порядок духа. Положение духов в спектре соответствует положению линий с длиной волны
Хг=Х(1±к7киг).	(2-43)
В плохих решетках при больших яркостях основной линии можно наблюдать духи до 10—12-го порядка (рис. 2.19). Относительная яркость духов в решетках с пепрофилированными штрихами растет пропорционально квадрату порядка спектра. С этой точки зрения такие решетки выгоднее употреблять в первом порядке. В хороших решетках яркость духов составляет меньше 0,01% от яркости основной линии. Как правило, яркость духов второго и более высоких порядков пренебрежимо мала. Однако при изучении новых спектров слабые линии, расположенные вблизи сильных, всегда должны проверяться с этой точки зрения. Это легко сделать, пользуясь симметрией духов *).
*) Яркости, соответствующие длинноволновому и коротковолновому духу, ИС всегда точно равны друг другу. Однако различия не превышают нескольких процентов.
62
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА
[Гл. II

,_________________
Рис. 2 20. Интерферограммы хорошей (б) и плохой (а) дифракционных решеток.
В плохих решетках наряду с роуландовскими духами иногда присутствуют диффузные слабые лоятые линии, расположенные довольно далеко от вызвавшей их линии. В машине Роуланда появление этих духов, названных «духами Лаймана», было связано с биениями каретки, вызванными ременной передачей. В выпускаемых сейчас решетках духи Лаймана обычно не наблюдаются.
В современных машинах подача заготовки контролируется по смещению интерференционных полос в результате перемещения зеркала, связанного с кареткой машины. В этом случае решетка свободна от периодических ошибок и духи Роуланда практически отсутствуют.
В случае большой решетки алмаз к концу нарезки проходит и\ гь до 10 км и больше. За это время он стирается, поэтому форма и глубина штриха в конце нарезки несколько отличаются от начальной. С этим связано заметное фокусирующее действие некоторых плоских решеток, которое, однако, не вызывает существенных неудобств при
работе. Алмаз, режущий решетку по мягкому металлу, выдавливает его, создавая довольно сложный профиль штриха, который не всегда точно воспроизводится. Поэтому инструментальный контур и распределение энергии по порядкам не совсем точно совпадает с расчетным.
Вследствие дефектов решетки инструментальный контур иногда бывает асимметричным и может обладать довольно яркими крыльями, простирающимися на несколько ангстрем. Иногда появляются асимметричные спутники. О качестве решетки можно судить, исследуя фронт дифрагированной волны. Отклонения его от плоскости связаны с ошибками нарезки решетки. Эти исследования делаются с помощью интерферометров [2.21. На рис. 2.20
представлены интерферограммы хорошей и плохой решеток. Разумеется, в случаях, когда за ухудшение инструментального контура ответственны отдельные участки решетки, инструментальный контур может быть улучшен путем их диафрагмирования.
В последние годы в связи с успехами лазерной техники и голографии открылись возможности голографического изготовлепия дифракционных решеток [2.41. Такая решетка представляет собой зарегистрированную на светочувствительном материале интерференционную картину, образованную двумя когерентными пучками света. Картина может быть зарегистрирована в виде вариации пропускания, отражения или коэффициента преломления, при этом соответственно образуется амплитудная, отражательная или фазовая решетка с синусоидальным профилем штрихов. Меняя форму интерферирующих волновых фронтов, голографической решетке можно придавать любые фокусирующие свойства, папример получать плоские решетки, аналогичные по действию вогнутой, по лишенные астигматизма.
Решетки с синусоидальным профилем штрихов не дают порядков выше первого. Это свойство голографических решеток может оказаться ценным для применения в вакуумной ультрафиолетовой части спектра, где отсутствуют способы разделения налагающихся порядков.
§ 5]
ТЕХНОЛОГИЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ РЕШЕТОК и их 'эксплуАТ АЦП я
63
Эффективность голографических дифракционных решеток может достигать 90% [2.51.
Чистка и восстановление решеток. В процессе изготовления решетка покрывается слоем масла, смазывающего узлы делительной машипы. Оно впоследствии смывается петролейным эфиром. Последний применяется также и для промывки решетки, загрязненной в процессе эксплуатации. Лучше, однако, хранить решетку так, чтобы она не загрязнялась. Мыть ее следует только в случаях крайней необходимости, легко проводя комком хорошей гигроскопической ваты или беличьей кистью вдоль штрихов решетки, погруженной в ванпу с петролейным эфиром.
Алюминиевые слои можно промывать дистиллированной водой (не спиртом!). Вначале следует промыть пезаштрихованный участок на краю зеркала. Если он не повреждается, то можно мыть всю решетку. Такие предварительные опыты необходимы, так как свойства слоя зависят от технологии его получения, а также от воздействий, которым он подвергался в процессе эксплуатации и храпения. Иногда рекомендуют поливать решетки коллодием. После затвердевания коллодиевая пленка подрезается с краев и осторожно отрывается от решетки. При этом опа удаляет приставшую к решетке грязь.
Со временем коэффициент отражения решетки падает. Для его восстановления решетку следует покрыть свежим отражающим слоем. Для этого тщательно вымытая и высушенная решетка покрывается топким слоем алюминия, который наносится испарением в вакууме.
Если отражающий слой состоит из другого металла, например золота или платины, то при восстановлении решетка, естественно, покрывается тонким слоем того же металла.
Мытье, а особенно восстановление решеток — процессы, требующие соответствующих знаний и опыта. Решетки следует хранить закрытыми, в помещениях, свободных от пыли, влаги, паров кислот. При установке решетки в прибор следует завязывать лицо повязкой, поскольку при выдохе на поверхность ее могут попасть мелкие капли, оставляющие трудпоудаляемые следы.
Реплики. До недавнего времени распространение дифракционных решеток ограничивалось сложностью делительных машин, создание которых было доступно лишь немногим странам. Высокая стоимость и малая производительность этих машин определяет и большую стоимость дифракционных решеток. Положение существенно изменилось после того, как были усовершенствованы методы получения копий дифракционных решеток (реплик).
Впервые реплики были получены Вудом, который использовал для этой цели желатин и коллодий. По качеству они заметно уступали оригинальным решеткам. Наличие разнообразных эпоксидных смол позволило существенно улучшить технологию и качество реплик. Сейчас с одной решетки можно получить до сотни пластмассовых копий, почти пе уступающих ей по качеству.
Интересно отметить, что качество реплик иногда оказывается даже выше качества оригинальной решетки. Это объясняют тем, что пласт.масса плохо передает мелкие дефекты штриха и последний па реплике получается «глаже», чем он был на оригинальной решетке. После изготовления реплики покрывают отражающим слоем.
Реплики вогнутых решеток получают либо со специально нарезанных выпуклых матриц, либо в два приема — с вогнутой решетки получают выпуклую копию, а с последней — вогнутые, применяемые в спектр ьтьпых приборах.
Г Л А ГЗ Л III
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ОСНОВНЫЕ ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ
§ 1. Типы спектральных приборов
В зависимости от характера решаемой задачи выбираются различные типы спектральных приборов. Они различаются ио методу получения и регистрации спектра, а также по области спектра, доступной для исследования с помощью данного прибора. Существующая классификация нс очень строга, и иногда один и тот же прибор можно отнести к нескольким типам. Имеются также приборы более или менее универсальные, которые также можно отнести сразу к двум или более типам.
Спектрограф. Так называется прибор для фотографической регистрации спектра. Простейшая схе.ма спектрографа показана на рис. 3.1. Его основные элементы: щель S, диспергирующая система D, фокусирующая оптика
Рис. 3 2. Схема автоколлимационпого спектрографа.
и Ь2 и кассета с фотослоем Р, который совмещается с фокальной поверхностью, определяемой оптикой прибора.
Щель обычно помещается в фокусе объектива Ьг, называемого коллиматорным. Объектив Ь2 — камерный — строит монохроматические изображения щели на фокальной поверхности прибора. Фокусирующая оптика может быть как линзовой, так и зеркальной. Широко распространены авто-коллимационные приборы, в которых один и тот же объектив является одновременно и коллиматорным и камерным (рис. 3.2).
При широкой щели инструментальный коптур спектрографа — прямоугольный. У больших спектрографов при узких щелях инструментальный контур определяется только явлением дифракции.
В {настоящее время выпускается большое число спектрографов, предназначенных для разных целей и разных областей спектра. Самые малые модели характеризуются общей длиной спектра 5—10 «, у больших приборов длина спектра доходит до нескольких метров.
Спектрографы и другие спектральные приборы различаются по области спектра, для которой они предназначены. В дальнейшем мы будем
f 1]
ТИПЫ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
65
говорить о приборах для видимой и ультрафиолетовой области. Призменные приборы часто также называются стеклянными и кварцевыми — по основному материалу, из которого делается оптика приборов. Для видимой области это стекло, для ультрафиолетовой — кварц.
Монохроматор. Монохроматором называется спектральный прибор, выделяющий излучение в некотором, обычно довольно узком интервале ДХ, который можно непрерывно перемещать по спектру.
Конструктивно монохроматор обычно выполняется в виде симметричных объективов Л] и в фокусах которых находятся входная и выходная
щели и S„ (рис. 3.3), и диспергирующего элемента D. Перестройкой диспергирующего элемента можно вывести па выходную щель изображение входной щели, соответствующее заданному участку спектра. Реже для перехода от одной области спектра к другой перемещает-
Рис 3 3 Принципиальная схема монохроматора.
ся выходная или входная щель.
Допустим, что щели достаточно широки и инструментальный контур монохроматора определяется шириной геометрического изображения щели без необходимости учета дифракции. Пусть а — ширина изображения входной щели, а а' — ширина выходной щели. Световой поток, выходящий из
монохроматора, пропорционален пл о-
Рис 3.4. Инструментальные копт\ры монохроматора: а) для входной и выходной щелей равной спектральной ширины, б) для щелей разной спектральной ширины Соответствующая этим случаям величина щелей показана парне я) и г)
щади перекрывающихся участков выходной щели а' и изображения входной щели а (рис. 3.4, а и б). В случае равенства а и а' при перемещении изображения щели в фокальной поверхности световой поток, проходящий через выходную щель, будет линейно возрастать до максимального значения и затем линейно убывать. Инструментальный контур представляет в этом случае равнобедренный треугольник (рис. 3.4, а). Если входная и выходная щели имеют разную ширину, то инструментальный контур будет трапецией (рис. 3.4, б), которая тем ближе к прямоугольнику, чем уже одна из щелей по сравпспито с другой.
Монохроматоры разных конструкций применяются как самостоятельные приборы для получения монохроматического излучения. Кроме того, монохроматоры являются основной частью ряда спектральных приборов — спектрометров, спектрофотометров и др.
Нередко используются также двойные монохроматоры, представляющие
собой два монохроматора, объединенные в одной конструкции, причем выходная щель первого играет роль входной щели для второго.
Спектроскоп — это прибор, предназначенный только для визуальных наблюдений спектра. В последнее время производятся, как правило, неболь-
шие спектроскопы, применяемые для учебных целей и ориентировочного
а А. Н. Зайдель и др.
66
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ 1Гт III
ознакомления со спектром. Иногда спектроскопы снабжаются шкалой для грубого определения длин воли.
Стилоскоп является разновидностью спектроскопа, предназначен для полуколичественного анализа металлов. Он обладает сравнительно большой разрешающей способностью — 15 000—20 000 в средней части спектра. Прибор снабжен шкалой длин волн с указанием положения важнейших аналитических линий.
Стилометр отличается от стилоскопа тем, что он предназначен для задач количественного анализа и снабжен приспособлением для сравнения яркостей аналитических линий.
Спектрометр позволяет проводить точные измерения длин волн в видимой области спектра. Эти приборы представляют собой большие спектроскопы с прецизионной установкой зрительной трубы для наблюдения спектра. Положение трубы фиксируется лимбом с точными делениями. Сейчас такие измерения предпочитают делать, используя фотографический или фотоэлектрический метод, и название «спектрометр» утеряло спой первоначальный смысл. Спектрометром обычно называется монохроматор, снабженный устройством для количественной регистрации распределения энергии в спектре. Чаще всего это устройство выполняется в виде фотоэлектрического приемника и сканирующего механизма *).
Спектрофотометр. Спектрометры, предназначенные для исследования спектров поглощения или отражения, называют спектрофотометрами. От упомянутых выше спектрометров они отличаются только конструктивно. В некоторых моделях спектрофотометров непосредственно измеряется отношение поглощенного и падающего потоков, а иногда — логарифм отношения. Это даст возможность прямо определять спектральный ход коэффициента поглощения изучаемых образцов.
Квантометр и полихроматор. К приборам с фотоэлектрической регистрацией относятся многочисленные типы многоканальных устройств, в которых ряд фотоэлектрических приемников одновременно регистрирует несколько участков спектра, причем каждый из них выделяется своей выходной щелью. Число таких щелей доходит до 80, обычно их меньше — 15—20. Такие приборы выпускаются под названиями квантометр, полихроматор, квантован и др.
§ 2. Параметры призменных и дифракционных приборов
Основные характеристики. Приборы, в которых призма или решетка служат диспергирующими элементами, обладают рядом общих свойств. Анализ их необходим для понимания работы прибора и правильного его выбора.
В первую очередь спектральные приборы характеризуются угловой и .линейной дисперсией, реальной светосилой, практической разрешающей способностью и областью пропускания. Ряд других второстепенных характеристик также играет большую роль при работе с прибором. К ним относятся геометрические размеры, положение и форма фокальной поверхности, увеличение, астигматизм и кривизна спектральных линий. Сначала мы рассмотрим менее важные характеристики, без анализа которых нельзя разобрать наиболее важные свойства прибора.
Геометрические размеры. Размеры прибора определяются в первую очередь фокусными расстояниями его объективов, а для приборов с вогпу-
*) Сканированием называется непрерывная регистрация энергии и спектре при последовательном изменении длины волны регистрируемого излучения. Ото осуществляется, папрпмер, путем поворота диспергирующего элемента или неремещеипем приемника по фокальной поверхности.
ПАРАМЕТРЫ ПРИЗМЕННЫХ И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ
67
той решеткой — ее радиусом кривизны. Дня приборов, собранных по авто-коллимационпой схеме, наибольший размер несколько превышает фокусное расстояние объектива. Для остальных приборов этот размер близок к сумме фокусных расстояний объектива камеры и коллиматора, а для приборов с вогнутой решеткой — он одного порядка с радиусом кривизны решетки. В соответствии с этим установилось условное подразделение всех приборов по размерам на три класса — большие с фокусным расстоянием объективов >1,5 ж, средние с фокусом 0,5—1,5 м и малые с фокусным расстоянием оптики до 0,5 м.
Наиболее распространены средние приборы, но по мере роста требований к более детальному исследованию спектров, а также техники спектрального анализа элементов со сложными спектрами в практику все шире входят приборы с фокусным расстоянием объективов 2—4 м и более. Сейчас существуют стандартные приборы с вогнутыми решетками радиусом до 6 м. Приборы больших размеров изготовляются в лабораториях и применяются для исследований, требующих большой разрешающей способности.
Фокальная поверхность. Форма фокальной поверхности определяется свойствами диспергирующего элемента и фокусирующей оптики. Для вогнутой решетки нормальным сечением фокальной поверхности является круг Роуланда.
Для приборов с плоской решеткой и ахроматическими объективами фокальная поверхность хорошо аппроксимируется участком плоскости, перпендикулярной оптической оси коллиматора. При использовании призм
Гис 3 5. К расчету п.и.попл фокальной поверхности к оси спектрографа (D — камерный объектив).
и неахроматизировапных объективов (кварцевые приборы) форма фокальной поверхности довольно сложна. Она определяется суммарным действием хроматической аберрации объектива и астигматизма призмы, который равен пулю .'1ИП1Ь для одной длины волпы, для которой призма установлена в минимуме отклонения.
Показатель преломления призмы и объектива растет с уменьшением длины волны, следовательно, фокусное расстояние объектива уменьшается по мере продвижения в коротковолновую область. Фокальная поверхность расположена примерно так, как показано на рис. 3.5. Ее форма и положение могут быть рассчитаны известными в геометрической оптике способами. Фокальная поверхность достаточно сложна, однако в отдельных случаях хорошо аппроксимируется плоскостью или частью кругового цилиндра. Из соображений подобия следует, что при пропорциональном уменьшении размеров прибора радиус кривизны фокальной поверхности уменьшается. Иначе говоря, кривизна фокальной поверхности у больших приборов меньше, чем у малых.
При конструировании спектральных приборов стараются по возможности спрямить фокальную поверхность, чтобы совместить с ней поверхность
5*
68 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ Ггл. III
плоской фотопластинки. Этого иногда удастся добиться исправлением аберраций объективов, главным образом астигматизма и кривизны поля камерного объектива. Чем меньше относительное отверстие камерного объектива, тем легче добиться плоской фокальной поверхности.
В каждой точке фокальная поверхность образует некоторый угол е с лучом, падающим из центра объектива (см. рис. 3.5). Для разных участков спектра этот угол различен. Однако в ряде случаев вместо углов наклона фокальной поверхности в разных се точках можно ограничиться рассмотрением се среднего наклона к оптической оси коллиматорной линзы. Наклон фокальной поверхности можно характеризовать также углом а, который составляет ее нормаль с оптической осью. Очевидно, что е -J- а = 90°. Когда говорят о большем или меньшем наклоне фокальной поверхности, имеют в виду большие или меньшие значения угла а.
Приведем ориентировочный расчет наклона фокальной плоскости в кварцевом спектрографе с зеркальным объективом коллиматора, нсахроматизо-ванным кварцевым объективом (спектрографы HC1J-22, 11(311-28, ИСП-30, см. гл. 4) и 60°-ной призмой, установленном в минимуме отклонения.
Полагая камерную линзу тонкой, можно написать для се фокусного расстояния
-L („-!)	+	(33)
где п' — показатель преломления материала линзы
Дифференцируя уравнение но /г', получим
44 =----Ат-	(3.2)
dn	п —1
Как следует из рис. 3.5,
(Др
=	(3.3)
” dF du dr	'	'
dK dn'
Воспользовавшись (3.2), имеем
«"'Ат-	(3.4)
dA,
Подставляя значение угловой дисперсии призмы в условиях минимума отклонения (1.17), получим _ . Л	dn
2 Sin -7Т-4.	“	/	! Д \	О-™
tg Е =	-----(И - 1)	.
]/l-^Sin2_	Ж
(3-5)
Здесь n — показатель преломления материала призмы.
Полагая n = 4г = ггг и а = 30°, получим аЛ нА-
.	2(/г-1)
(3.6)
Наклон кассеты, вычисленный по формуле (3.6) для кварцевого спектрографа (и ~ 1,6), составляет 45°.
Если неахроматическим является не только камерный, но и колли-
маторный объектив, сделанный из того же оптического материала, то тан-р у?
гене угла е уменьшается примерно в —1—р—- раз. Так, для симметричного
§ 2]
ПАРАМЕТРЫ ПРИЗМЕННЫХ 11 ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ
69
— F2) (например, автоколлимациониого) прибора он уменьшится в два раза.
При расчете мы не учитывали изменения наклона, вызванного астигматизмом призмы. В действительности, для кварцевого спектрографа ИСП-22 угол е составляет «42°, а для автоколлимациониого спектрографа КСА-1 этот угол при применении кварцевой оптики «26°.
В приборах с плоскими дифракционными решетками обычно употребляется отражательная фокусирующая оптика. Фокальная поверхность нормальна к оптической оси (е - 90°). Наклон кассеты в случае пеахрома-тизованного объектива в автоколлимационпой схеме можно вычислить по формуле (3.7), которую легко получить из (3.4), домножив ее правую часть
Учитывая, что -X -- -------- (см. (2.3)), имеем
dr. t cos ср ' v
Ige
к п' — 1
21 cos qi dn' ~dX
(3.7)
Например, для спектрографа ДС-1 с объективом из стекла К-8 наклон фокальной плоскости, вычисленный для Х = 5000 А в первом порядке решетки 600 штр/мм, составляет 18е (в х 72°).
Для спектральных приборов с вогнутыми решетками угол наклона фокальной поверхности к оптической оси дополняет угол дифракции до прямого (рис. 3.6), что позволяет вычислить его
из условия
sin е — cos q;.
(3.8)
Особенно велик наклон фокальной плоскости в так называемых схе.мах косого падения, широко применяемых для исследования вакуумного ультрафиолета (при косом падении значительно повышается эффективность решеток в этой части спектра).
Наклон фокальной поверхности практически нс сказывается на работе монохроматоров и спектрофотометров. Они всегда снабжены приспособлениями, обеспечивающими совмещение фокальной поверхности с выходной щелью.
Как будет показано дальше, наклон фокаль-
Рис 3 6 Наклон фокальной порррчности для спектрографов с вогнутыми дифракционными решетками
ной поверхности спектрографа приводит к увеличению дисперсии, сопровождаемому одновременным расширением изображения щели. Фокусировка прибора при значительных наклонах затрудняется; одновре-
менно увеличивается влияние дефектов оптики на инструментальный контур. Поэтому предпочтительнее приборы с малым наклоном фокальной поверхности. Впрочем, и при больших наклонах удается получать спектры
прекрасного качества.
Увеличение спектральных приборов. Размеры монохроматического изображения щели на фокальной поверхности спектрального прибора отличаются от размера щели. Обозначим ширину щели и се изображения а и а' и соответственно высоты h и h'. Назовем х—аЧа — горизонтальным, у — = h4h — вертикальным увеличением прибора.
Вертикальное увеличение определяется только увеличением линзовой системы прибора; горизонтальное зависит еще от увеличения диспергирующего элемента и наклона фокальной поверхности.
70 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. III
Искажения геометрического изображения щели, обусловленные дифракцией и несовершенством оптических деталей и конструкции прибора, несколько меняют размеры изображения. При рассмотрении мы ограничимся
Рис 3 7 Обозначено г к формуле (3 9)
учетом лишь геометрических факторов, считая оптическую систему идеальной, а щель настолько широкой, что дифракционным уширением ее изображения можно пренебречь.
Для определения увеличения оптической системы прибора воспользуемся формулой Лагранжа — Голым гольца. Когда предмет и его изображение на ходится в воздухе, се можно .записать
Zr lg I, 1g u2,	(3.9)
где \ — линейный размер предмета, и1 — угловая апертура, определяемая как угол между образующей конического светового пучка, входящего в систему, и оптической осью, Z2 и и2 — те же величины для пространства изображения (рис. 3.7).
Учитывая, что tg и — Ы2р. получаем
_ ^2^2	zO 1 Q\
Pl /'2	V ’ /
13 случаи спектрального прибора величины, входящие в формулу (3.10), имеют следующий смысл: рх — н р., — F„ — фокусные расстояния коллиматорного и камерного объективов, а Ь1 и /л, — сечения пучков при входе в коллиматорный и при выходе из камерного объектива.
До сих пор мы не делали различия между вертикальным (по направлению высоты щели) и горизонтальным (по направлению ее ширины) увеличением прибора. Нетрудно видеть, что величины эти различны. Действительно, в то время как в вертикальной плоскости сечения пучков /д и Ь2 всегда одинаковы, в горизонтальной плоскости они и для призмен
ных, и для дифракционных приборов, вообще говоря, различны и отношение ЬА/b2 = w зависит от длины волны (рис. 3.8, «, б).
Величина iv характеризует угловое увеличение, свойственное призме и дифракционной решетке. Она равна единице только в случае симметричного прохождения светом диспергирующего элемента, т. е. при условии минимального отклонения для призмы и при равенстве углов падения и дифрак
Рис 3 8 Изменение сечения пхчкон в горизонтальной н iоскости пос,к* прохождения диспергирующего олсмрпта* а) дли призменною прибора, б) для дифракционного
ции для решетки.
§ 2]
ПАРАМЕТРЫ ПРИИМЕННЫХ И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ
71
Таким образом, для горизонтального и вертикального увеличения можно написать
х'
У
Л’2
1' 2
= *’1 •
(3.11)
(3.12)
Когда оптическая система не ахроматизована, отношение FJFl также зависит от длины волны. Это влечет за собой непостоянство по спектру не только горизонтального, но и вертикального увеличения оптической системы.
Наклон фокальной поверхности сказывается только на горизонтальных размерах изображения щели. Соответствующее увеличение ширины изображения щели (рис. 3.9) будет
С 1
(3.13)
х
si п t
Полное горизонтальное увеличение х вычисляется как произведение увеличений, вызванных рассмотренными выше причинами ,	„	!'> н'
х — х-х — -у=- —. /•, Slllb
Уве, 1иченпе изо-мз- ta iiaijion.'i поверхности, новерх-
Рис I 9 брЯ/ЬОНЛЯ фока ibiioit Р — фоклпъпан ноет.., 12 — pa niep и юбра-/кений в плоскости, норма плои к оси, /' — размер и юбра/кепия па фока 1ЫЮЙ поверхности.
(3.1/.)
Используя выведенную ранее формулу для углового увеличения призмы (1.9), для призменного прибора получим
1'2 COS Ci, cos fj2 1	9,r,
? 1 (H)sa2cosp1 sine	'	’
Для прибора с плоской дифракционной решеткой (см. рис. 3.8, б) bL = cos
где В — размер заштрихованной части решетки, a ф и (р — углы падения и дифракции. Таким образом, w — cos ф/ cos <р. Подставляя это значение в (3.14) для прибора с плоской решеткой, получим
ф и Ь2 — В cos <р,
-7?
И К2 ДЛЯ приборов С ло-рршеткой
угпов Ui t .
гнутой дифракционной
(3.16)
(3-17)
/'2 cos г|;	1
£ _ _______2_____
/•’1 COS ip sill Е
Для спектрографа с вогнутой дифракционной решеткой при расположении щели, ее изображения и решетки па круге Роуланда углы Н; и и2 всегда равны (рис. 3.10). Следовательно, согласно уравнению (3.9) 1Л — 12. В этом случае увеличение связано только с наклоном кассеты:
1 1
X =-=--»---------
sine cos (f
Увеличение, связанное с наклоном фокальной поверхности, следует учитывать только для спектрографов. В монохроматорах выходная щель всегда располагается так, что плоскость ножей нер-непдикулярна оси проходящего через псе пучка лучей.
Астигматизм и кривизна спектральных линий. Ранее мы подробно разобрали влияние астигматизма, вносимого призмой или решеткой. В результате астигматизма точка входной щели в фокальной поверхности прибора преобразуется в отрезок спектральной линии. Однако, по общему свойству астигматических систем, в пространстве предметов можно найти точку, для
72 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ. ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ ГГ I. III
которой фокус меридиональных лучей будет лежать в фокальной плоское!и прибора. Если источник света расположен в этой точке, то можно получить
распределение яркости по сечению источника, что, вообще говоря, недоступно для астигматичпых приборов. В этой же точке следует помещать тртма-новскую диафрагму.
Для вогнутой дифракционной решетки, когда спектр образуется вблизи нормали, эта сопряженная точка находится построением Сиркса (рис. 3.11). Щель, расположенная вдоль линии ЛВ и перпендикулярная входной щели S, будет резко отображена на фокальной поверхности.
Для других установок решетки и для призменных спектрографов,
имеющих значительный астигматизм, эту точку удобнее находить эмпирически. Для этого двигают щель, перпендикулярную щели прибора, вдоль
Рис. 3 11 Построение Сиркса: G—решетка, S — щель, GN — нормаль к решетке, АВ--положение горизонтальной толп
оптической оси, пока в нужной снектралъ-ной области изображение этой дополнительной щели не станет резким, т. е. пока спектральные линии не будут выглядеть как точки.
Вопрос о кривизне спектральных линий в призменных и дифракционных приборах уже обсуждался в предыдущих главах. Здесь напомним только, что в дифракционных приборах кривизна меньше, а знак ее противоположен знаку кривизны, даваемой призмой. Значительное искривление линий, наблюдаемое в некоторых приборах с плоской решеткой, часто объясняется действием внеосевых зеркал.
Кривизна спектральных линий приво-
дит к существенным потерям света в монохроматорах, если их выходные щели не искривлены соответствующим образом. В приборах, обладающих значительным астигматизмом, кривизна спектральных липий приводит также к падению разрешающей способности. Поэтому при конструировании приборов кривизну спектральных линий стараются компенсировать соответствующим искривлением щелей. Обычно такая компенсация бывает точной для одной длппы волны. Однако есть
схемы, для которых возможна точная компенсация кривизны по всему спектру. В одной из таких схем [3.11 входная и выходная щели являются дугами окружности, центр которой расположен па оси фокусирующего зеркала.
Как уже говорилось (гл. I и II), радиус кривизны пропорционален фокусному расстоянию камерного объектива, поэтому компенсация кривизны легче в длиннофокусных приборах.
§ 3.	Дисперсия
Угловая дисперсия Dv — -^-определяет угол, па который диспергирующая система разделяет световые пучки близких длин воли. Линейное расстояние AZ между центрами монохроматических изображений щели, отстоящих на интервал АХ, определяется линейной дисперсией D, --
Линейная и угловая дисперсия связаны между собой. Действительно, как’следует из рис. 3.12,
AZ = -J- Д<р.	(3.18)
sine г	'
§ 31 .
ДИСПЕРСИЯ
73
Здесь F — фокусное расстояние камерного объектива, е — угол наклона фокальной поверхности.
Поэтому
(3.19)
По этой формуле и с помощью полученного ранее выражения для угловой дисперсии призмы (1.16) и (1.17) можно вычислить линейную дисперсию
призменного спектрального прибора. В случае минимума о  А 2 sm -п-	„	,
2.	г	ап
д~ sin ей" — n2 sin2
Для прибора с дифракционной решеткой с учетом можно получить для фиксированного угла падения
»£>г = —------Д— .
t COS ф sin к
Для^прибора с плоской решеткой, учитывая, что наклон приборах обычно отсутствует (8 — 90°), имеем
отклонения
(3.20)
уравнения (2.3)
спектра
(3-21)
в таких

Di = tkF  t cos q ;
(3.22)
Вблизи нормали к решетке косинус угла дифракции близок к единице и меняется с изменением ip очень медленно. В этой области можно считать
Dl норм —
(3.23)
Из (3.23) следует, что в этих условиях дисперсия пе зависит от угла дифракции, а следовательно йот длины волны. Величина /)гнорм носит название нормальной дисперсии.
Часто пользуются также понятием обратной дисперсии
(3-24>
измеряемой обычно в К/мм. В табл. 3.1 приведены величины обратной линейной дисперсии дифракционного спектрографа с фокусным расстоянием 1 м для первого порядка решеток с различным числом штрихов на мм. Для прибора с фокусным расстоянием F величина L соответственно в F раз меньше. Для к-го порядка спектра L в к раз меньше.
74 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. III
Таблица 3.1
Обратная линейная дисперсия прибора с фокусом 1 м в первом порядке спектра, к/мм
Угол дифракции, град	100 штр/мм	200 штр/мм	30 0 штр/мм	600 штр/мм	1200 штр/мм	24 00 штр/мм
0	100,00	50,00	33,33	16,67	8,33	4,17
10	98,48	49,24	32,83	16,41	8,21	4,10
20	93,97	46,99	31,32	15,66	7,83	3,91
30	86,60	43,30	28,87	14,43	7,22	3,61
40	76,60	38,30	25,53	12,76	6,38	3,19
50	64,28	32,14	21,42	10,71	5,36	2,68
60	50,00	25,00	16,66	8,33	4,17	2,08
70	34,20	17,10	11,40	5,70	2,85	1,42
80	17,36	8,68	5,79	2,89	1,45	0,72
85	8,72	4,36	2,905	1,452	0,726	0,363
87	5,23	2,617	1,744	0,872	0,436	0,218
88	3,49	1,745	1,163	0,582	0,291	0,145
89	1,75	0,873	0,582	0,291	0,145	0,073
У приборов с вогнутой дифракционной решеткой последняя обычно играет роль и диспергирующего элемента и фокусирующей оптической системы. С увеличением угла дифракции ср увеличивается наклон фокальной поверхности, но при этом одновременно сокращается расстояние от нее до решетки. Действительно, как видно из рис. 3.6, F — г соя ср, a sin е — cos ср, следовательно, F/sin е = г. Таким образом, из уравнения (3.21) для линейной дисперсии вогнутой решетки получаем
—.	(3.25)
1 t cos tp	'	'
Эта формула отличается от (3.22) для прибора с плоской решеткой только тем, что роль фокусного расстояния здесь играет диаметр роуландовского круга, равный радиусу кривизны решетки.
Формулы (3.22) и (3.25) можно преобразовать так, чтобы линейная дисперсия выражалась как функция длины волны.
Ограничимся случаем так называемой автоколлимационной установки, для которой выполняется условие равенства углов падения и дифракции. Такое условие справедливо и для схемы Игл я. В этом случае основная формула решетки (2.19) имеет вид
27 sin ср — А’Х,	(3.26)
откуда можно получить cos ср =	1 — А:2А2/472. Подставляя это значение
в (3.22), имеем
-----.	1 -.= . = -^ а.	(3.27) 1 ']/! — №№/№	4
Множитель а =	--- характеризует отклонение дисперсии автокол-
ф/1 — kPMFit2
лимационного спектрографа от нормальной. График зависимости а от длины волны для решетки 600 штр!мм приведен на рис. 3.13. Он позволяет оценить, начиная с каких длин волн следует учитывать изменение дисперсии спектрографа при заданных требованиях к точности измерений.
Практический интерес представляет ширина интервала ДА, в котором дисперсию прибора можно считать постоянной. Она зависит как от длины волны, так и от допустимого в данных условиях изменения дисперсии прибора.
? 4]
РАЗРЕШАЮЩАЯ СИЛА
75
Можно показать, что
ДОг 4«2 / .	кЧ? \
Di KD. К1	4t2 / '
(3.28)
Например, в окрестности 5000 А в^спектре первого порядка решетки 600 штр!мм линейная дисперсия меняется примерно па 0,1% на участке 200 А.
Для призменных приборов ход линейной дисперсии в спектре опреде
ляется как свойствами материала призмы, так и изменением фокусного расстояния камеры с длиной волны. Оба
эти фактора действуют в противоположные стороны, но влияние первого неизмеримо больше. На рис. 3.14 представлены дисперсионные кривые для некоторых из распространенных у пас спектрографов. Сильное уменьшение дисперсии призменных приборов
Рис 3 14 Обратная линейная дисперсия различных спектрографов. 1 — ИСП-28 и Q-24, 2 — КСА-1 с кварцевой оптикой, з — КСА-1 со стеклянной оптикой, 4 — ИСП-51	с	камерой	F —	800 зии,
5 — ИСП-51	с	камерой	F =	1300 .мл,
6 — ДФС-9	с	решеткой	600	штр/мм,
7 — ДФС-8	с	решеткой	600	штр/мм,
8 — ДФС-13 с решеткой 600 штр/мм
Рис 3 13. Отклонение дисперсии авто-коллимационпого дифракционного спектрографа (600 штр/.млс) от нормальной.
по мере продвижения в длинноволновую область делает их обычно неудобными для красной и близкой инфракрасной частей спектра. Для этих областей больше подходят приборы с решеткой. Наоборот, вблизи 2000—2500 А, где дисперсия кварцевых приборов очень велика, последние могут конкурировать с дифракционными приборами.
§ 4.	Разрешающая сила
Практическая разрешающая сила. В предыдущих главах были подробно рассмотрены вопросы, связанные с разрешающей силой призмы и дифракционной решетки, и выведены соответствующие формулы (1.28) и (2.17). При этом предполагалось, что инструментальный контур определяется только явлением дифракции. В этом случае две линии равной яркости, различающиеся по длинам волн на величину 6Х, удовлетворяющую критерию разрешения Рэлея, образуют суммарный инструментальный контур, ордината минимума которого составляет 80% от его максимума.
В действительности ширина инструментального контура прибора определяется суммарным действием ряда факторов. В первую очередь к ним относятся конечная ширина щелей, дефекты оптики прибора и его фокусировки, зернистое строение фотоэмульсии, рассеяние света в ней. Поэтому
76 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. НТ
кроме теоретической разрешающей способности вводят понятие практической разрешающей способности и критерий Рэлея при этом удобно обобщить таким образом, чтобы при любой форме инструментального контура считать две монохроматические линии равной интенсивности находящимися на пределе разрешения 6Х„, если провал яркости между ними составляет 20%. Определенная таким образом величина 7?п называется практической разрешающей силой
(3.29)
В дальнейшем, говоря о разрешающей силе спектрального прибора, мы будем всегда иметь в виду величину 7?п.
Практическая разрешающая способность всегда меньше предельной теоретической. Для некоторых приборов теоретическая разрешающая способность в сто и более раз превосходит практическую. Иногда они почти равны.
Разрешающая сила и ширина щели. Рассмотрим более детально влияние ширины щели на разрешающую способность прибора.
До сих пор при вычислении разрешающей способности призмы и решетки мы считали щель бесконечно узкой. При учете ширины щели необходима рассматривать инструментальный контур как свертку двух функций, в соответствии с формулами (18) и (19), в зависимости от способа освещения щели (см. Введение).
Результат вычислений по уравнениям (18) и (19) определяется соотношением между шириной геометрического изображения щели а' и величиной 6Z, соответствующей расстоянию между двумя линиями, разрешимыми согласно критерию Рэлея.
При а' 6Z изменение ширины щели почти не сказывается на ширине инструментального контура, которая определяется в основном дифракцией на апертурной диафрагме и равна 0,86 6Z.
При а' 6Z ширина изображения щели практически равна ширине геометрического изображения а' и лишь незначительно превышает era вследствие дифракции, искажающей края изображения.
Щель называется нормальной, если ширина ее геометрического изображения равна расстоянию между двумя линиями, разрешимыми согласно критерию Рэлея.
Для нахождения ширины нормальной щели выразим геометрическую ширину изображения щели а' через ширину входной щели. Используя формулу для горизонтального увеличения спектрального прибора (3.14), имеем
Здесь а — ширина щели, w — угловое увеличение диспергирующего элемента, е — угол наклона фокальной поверхности, F1 и F, — фокусные расстояния коллиматора и камеры.
Величина 6Z при учете наклона кассеты равна
6г=тЖ-	<3-31>
где Ъ2 — размер апертурной диафрагмы, ограничивающей сечение пучка, выходящего из диспергирующего элемента.
Приравнивая (3.30) и (3.31) для нормальной щели, имеем
F2 w	KF,
Fi sin е 11 b2 sin e ’
(3.32)
S 4]
РАЗРЕШАЮЩАЯ СИЛА
77
откуда, учитывая, что 6х/62 = w,
_ А, „
ап~ b/1'
(3.33)
На рис. 3.15 представлен ряд инструментальных контуров, полученных при интегрировании формулы (18) для щелей, ширина которых составляет 0; 1,0; 2,0; 3,0 и 4,0 ширины нормальной щели. По оси абсцисс отложено расстояпие от центра линии, причем за единицу принята величина ан. Графики построены по данным работы [3.2], где были уточнены расчеты Ван-Ситтерта [3.3].
На рис. 3.16 представлена зависимость полуширины инструментального контура и 7?п/7?трОр от ширины щели спектрального прибора. В соответствии с изложенными выше качественными рассуждениями ширина инструментального контура растет вначале очень медленно вплоть до щели нормальной ширины. В соответствии с этим медленно надает разрешающая
Рис. 3 15, Инструментальные контуры при различной ширине входной щели спектрографа для пекогерснтного освещения щели.
Рис 3 16 Зависимость по тутпирины аппаратной функции а', разрешающей способности Нп и освещенности в центре изображения линии 1 от ширины входной щели при некогерент-ном освещении
способность. Для щелей, ширина которых более чем вдвое превышает нормальную, контур расширяется пропорционально ширине щели и полуширина линии становится приблизительно равной ширине геометрического изображения щели.
г На том же графике представлена зависимость освещенности в центре изображения монохроматической спектральной линии (I) от ширины щели. При узкой щели освещенность растет пропорционально ее ширине. Когда щель достигает нормальной ширины, рост резко замедляется. Затем освещенность асимптотически приближается к значению, соответствующему бесконечно широкой щели (Гос). При широких щелях входящий в прибор световой поток и площадь изображения щели, по которой он распределяется, растут одинаково быстро и поэтому освещепность почти пе мепяется. Для узких щелей рост светового потока не сопровождается уширением линии и освещенность возрастает пропорционально ширине щели. Этим и объясняется специфический излом графика освещенности.
Нормальной ширине щели соответствует потеря в разрешающей способности по сравнению с бесконечно узкой щелью примерно на 23%. Для многих задач такая или близкая к ней ширина щели является оптимальной.
Рис. 3.15 и 3.16 соответствуют вычислениям, сделанным для пекогерент-ного освещения щели, которое чаще всего встречается на практике. Для случая чисто когерентного освещения результаты численного интегрирования приведены на рис. 3.17 и 3.18. При ширине щели а « Зан в центре
78 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. III
линии появляется провал освещенности. При дальнейшем расширении щели освещенность как в центре, так и на краях изображения линии претерпевает колебания.
Полуширина монохроматической линии в случае когерентного освещения растет вначале с увеличением ширины щели значительно медленней,
ры при различной ширине входной щели спектрографа для когерентного освещения щели.
аппаратной функции а, разрешающей способности н и освещенности в центре изображения линии I от
ширины щели при когерентном осве-
щении.
чем в случае некогерентного освещения, и остается при любых щелях несколько уже геометрического изображения щели. В связи с этим при данном световом потоке освещенность в изображении линии при когерентном освещении щели несколько выше, чем при некогерентном.
Разрешающая сила и дисперсия. С точки зрения спектроскописта практическая разрешающая способность является более важной характеристикой, чем линейная дисперсия, поскольку именно разрешающая сила характеризует способность прибора разделять две близкие линии. Если инструментальный коптур шире расстояния между линиями, то они будут разрешаться плохо, даже если далеко отстоят друг от друга.
Теоретическая разрешающая способность полностью определяется размерами и угловой дисперсией диспергирующего элемента (это следует из формул (1.19), (1.28) и (2.3), (2.17)). Линейная дисперсия также пропорциональна угловой и зависит, кроме того, от параметров фокусирующей оптики. Обычно она пропорциональна фокусному расстоянию камерного объектива.
Таким образом, при сравнении спектральных приборов следует иметь в виду, что прибор с большей линейной дисперсией обладает большей разрешающей способностью только в том случае, если увеличение линейной дисперсии вызвано увеличением угловой дисперсии. Если же линейная дисперсия увеличивается благодаря изменению фокусирующей оптики при неизменных параметрах диспергирующего элемента, то это не скажемся па теоретической разрешающей способности прибора и лишь косвенно может повлиять па его практическую разрешающую способность.
Действительно, последняя определяется шириной реального инструментального контура, которая не может быть меньше ширины геометрического изображения щели.
Трудности, связанные с изготовлением щелей и их установкой, ограничивают ширину изображения щели примерно одной сотой миллиметра. Раз
РАЗРЕШАЮЩАЯ СИЛА
79-
§ 4]
решающая способность применяемых обычно в спектроскопии фотоматериалов, в свою очередь, пе превосходит 100 линий на миллиметр. Таким образом, спектральные линии, находящиеся на расстоянии AZ < 10-3 см, не разрешаются спектральным прибором.
Для приборов с небольшой линейной дисперсией зернистость фото-эмульсии часто является основной причиной уширения инструментального контура. Положив Д£ = 10-3 см, для 6ХП получаем
AZ 10-3	/ч ч/\
= — -	<3’34>
В	этом	случае	практическая	разрешающая способность	равна
Вп -= 103XDz.	(3.35)
Иначе	говоря,	практическая	разрешающая сила	прямо	пропорциональна
линейной дисперсии прибора.
Для широкого класса приборов именно эти обстоятельства ограничивают разрешающую способность, которая оказывается пропорциональной линейной дисперсии. Поэтому для получения высокого разрешения часто приходится применять приборы с большой дисперсией. Это обусловило не очень точную терминологию. Часто говорят о приборах с большой дисперсией, как о приборах высокого разрешения. В действительности же лишь в некоторой области изменения параметров прибора увеличению линейной дисперсии соответствует увеличение разрешающей способности *).
Для выяснения условий, при которых зернистость фотоэмульсии существенно влияет на разрешающую способность спектрального прибора, сравним уравнение (3.35) с формулами для теоретической разрешающей способности призменного и дифракционного спектрографов.
Приравнивая уравнения (3.35) и (1.28) и выражая линейную дисперсию через угловую (1.17), для призменного спектрографа в условиях минимума отклонения получаем (множитель 1000 имеет размерность см'1)
F - т	V1-»2 sin2 И/2)	И
^2 ' 1000Х	2 sin (4 /2)	*	(0.40)
Чтобы использовать разрешающую способность призмы с основанием 5 см и преломляющим углом 60°, нужна камера с фокусом F2 > 100
В случае дифракционной решетки, приравнивая уравнения и (2.17) и подставляя Di из формулы (3.22), получим
v Л^созср
1000Х •
Поскольку произведение полного числа штрихов N на постоянную ки t равно ее ширине В, то (3.37) можно записать в виде
Ff _ f^coscp 2	1000Х; '
Например, в случае нормальной дисперсии (cos ср — 1) для решетки
ной 8 см практическая разрешающая способность для видимой области спектра (X, = 5000 Д) будет того же порядка, что и теоретическая, если фокусное расстояние F2 160 см. Вдали от нормали необходимое фокусное расстояние уменьшается.
Замечательно, что необходимое фокусное расстояние объектива зависит от ширины решетки и не зависит от порядка спектра и постоянной решетки. Это является следствием того, что с ростом числа штрихов па миллиметр
*) Речь идет об изменении линейной дисперсии лишь за счет параметров фокусирующей оптики, а не за счет изменения свойств диспергирующего элемента.
см.
(3.35)
(3.37) решет-
(3.38)
шири-
80 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл, III
или порядка спектра, одинаково растет и дисперсия и разрешающая способность решетки *).
Оценка практической разрешающей силы. Строгий учет всех факторов, влияющих на практическую разрешающую способность, обычно невозможен, поэтому ее обычно определяют опытным путем.
Наиболее простой метод оценки разрешающей способности заключается в нахождении близко расположенных и достаточно узких линий, которые могут быть разрешены при правильной фокусировке прибора. В качестве таких линий в зависимости от разрешающей способности прибора могут быть выбраны мультиплеты в известных спектрах или линии, обладающие сверхтонкой структурой.
Для той же цели можно использовать компоненты зеемановского расщепления, расстояния между которыми можно плавно менять величиной магнитного поля. Желательно выбрать компоненты с одинаковой интенсивностью и состоянием поляризации, погасив ненужные компоненты соответственно ориентированным поляроидом.
Разрешающую способность можно определить, измеряя ширину инструментального контура в том месте, где он спадает до 0,4 от максимума. Нетрудно видеть, что эта ширина соответствует пределу разрешения Рэлея. Для такого рода измерений нужны источники света с очень узкими одиночными линиями. С этой целью можно использовать газовые лазеры или полый катод (см. гл. X). Точное измерение ширины инструментального контура является сложной задачей, требующей соблюдения всех тонкостей монохромной фотометрии (см. гл. XII).
Д. С. Рождественским был предложен метод, позволяющий определять разрешающую способность с источником сплошного спектра. Для этой цели на щель спектрографа проектируют интерференционные полосы, полученные на двухлучевом интерферометре (Рождественский применял интерферометр Майкельсона). Для длин волн, удовлетворяющих условиям — Д/fc и Z4 — 2A/(2Zc-{-1), наблюдаются соответственно максимумы и минимумы освещенности. Спектр оказывается перерезанным темными полосами, расстояние между которыми АЛ определяется введенной в интерферометр разностью хода Д:
Плавно меняя разность.хода Д, можно добиться того, что глубина провала между полосами будет равна 20% от интенсивности максимума, что примерно соответствует критерию Рэлея.
§ 5.	Светосила спектрального прибора
Количество световой энергии, попадающей на приемник излучения, на выходе спектрального прибора определяется спектральными и яркостными характеристиками источника света, пропусканием прибора, а также его геометрией и условиями освещения входной щели. Пропускание (т), определяемое различными видами потерь излучения в приборе, будет рассмотрено в следующем параграфе.
В настоящем разделе мы рассмотрим только те энергетические зависимости, которые определяются геометрическими характеристиками прибора. Чтобы исключить влияние условий освещения и свойств источника, будем считать входную щель прибора самосветящейся.
*) Разрешающая способность растет при увеличении числа штрихов на миллиметр (пг) вследствие того, что при постоянном В полное число штрихов W пропорционально т.
СВЕТОСИЛА СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
81
§ 5]
Щель будем считать достаточно широкой, а исследуемые линии — монохроматическими с тем, чтобы можно было вести рассмотрение в приближении геометрической оптики. Введенное приближение достаточно хорошо соответствует условиям эксперимента для широкого класса исследований.
В спектроскопии в качестве приемников энергии применяют фотопластинки и разного рода фотоэлектрические приборы.
Как правило, при применении фотопластинок измеряемой величиной является изменение пропускания под действием излучения. Пропускание экспонированной пластинки в основном определяется величиной экспозиции Et (t — время экспонирования, или выдержка; подробнее см. гл. XII), и мерой светосилы прибора является освещенность Е его фокальной поверхности.
В большинстве фотоэлектрических приемников регистрируемой величиной является электрический ток, появляющийся в результате фотоэффекта. Величина фототока определяется величиной светового потока, прошедшего через выходную щель прибора. Таким образом, в отличие от приборов с фотографической регистрацией, светосила прибора при фотоэлектрической регистрации определяется величиной пропускаемого им потока.
Рассмотрим светосилу каждого из перечисленных классов спектральных приборов.
Светосила монохроматора. Рассмотрим сначала случай линейчатого спектра.
Если высота щели h, ширина а и щель испускает монохроматическое излучение яркости В-^, то поток Ф, падающий на коллиматорный объектив, будет
Флин = ^4гВ?“	(3-39)
Здесь — площадь сечения пучка.
Если считать, что световой поток далее нигде не ограничивается, то вышедший поток
Флин = т^а -ур вк,	(3.40)
где т — пропускание прибора.
Предполагается, что ширина и высота выходной щели равны ширине и высоте изображения входной щели, т. е.
a' = a-^-w,	(3.41)
h' = h^.	(3.42)
Здесь w — угловое увеличение диспергирующего элемента, a Fl и F2 — фокусные расстояния коллиматорного и камерного объективов. Выражение
u =	(3.43)
обычно называют геометрической светосилой, или геометрическим фактором, прибора.
Величина ha/F\ — Q( представляет собой угол, под которым щель видна из центра коллиматорного объектива. Таким образом,
и =	1S ।.
(3.44)
6 А. Н. Зайдель и др.
82
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ ГГл Ш
Геометрический фактор в такой форме вводится при расчете светосилы почти
всех спектральных приборов. ha	ha
Нетрудно показать, что у2н — "гГ /1	12
фактор монохроматора можно записать
S2. Следовательно, геометрический
U — Q2S 2
h'a' „
ТГ2
(3.44а)
где S2 — площадь сечения светового пучка, выходящего из камерного
объектива, a Q2
h' а'
иг г2
— телесный угол, под которым выходная щель видна
из его центра.
Определим светосилу как световой поток при единичной яркости щели (В), = 1). Тогда согласно (3.40)
LnaH=^ = rha-^-.	(3.45)
г j
Из уравнений (3.43) и (3.45) следует, что
лип —
(3.46)
При подсчете светосилы важно учесть степень монохроматичности излучения, пропускаемого прибором. Для этого введем понятие спектральной ширины щели, понимая под этим интервал длин волн ДХ, который вырезается из спектра выходной щелью шириной а'. Если а удовлетворяет соотношению (3.41), то величина ДХ является одновременно спектральной шириной входной щели.
Для нахождения соотношений между спектральной и геометрической шириной входной щели воспользуемся выражением для линейной дисперсии (3.19)
Заменив дифференциалы конечными величинами dl = а' и <7Х = АХ и воспользовавшись равенством (3.41), получим для спектральной ширины входной щели
Из (3.45) и (3.47) имеем
£лин = Т ~ -^- ПФДХ = т ~ S2DvM.
(3-47)
(3.48)
Величина h/Fx = h'!F2 = $ — угловая высота щели монохроматора. Для случая w =1	= S2 = S и формулу (3.48) можно записать в виде
Г'лии — xSpZ) ФДХ.
(3.49)
Соответствующая формула для геометрического фактора монохроматоре
п=8,рПфДХ.	(3.50;
Эта формула выведена в предположении, что спектральная ширин! входной и выходной щели одинакова. При этом светосила пропорциопальш ширине щелей. Равной спектраль ной ширине входной и выходной щел! соответствует максимальный световой поток при заданной разрешающее способности. С этой точки зрения такое соотношение ширины щелей епти мально. Если спектральные ширины неодинаковы, то проходящий пото’ будет определяться более узкой, а разрешающая способность — боле широкой щелью.
§ 5]	СВЕТОСИЛА СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА	83
Из формулы (3.49) видно, что светосила пропорциональна действующему сечению пучка и угловой дисперсии прибора. Последнее качественно объясняется тем, что при увеличении дисперсии при той же самой спектральной ширине щелей их геометрическая ширина возрастает пропорционально дисперсии.
Светосила монохроматора также пропорциональна угловой высоте щели р. Увеличению р препятствует возрастание аберраций для наклонных пучков, кроме того, возникают затруднения с освещением высоких щелей. Поэтому Р в большинстве монохроматоров ограничивается величиной 0,1 рад.
Интересно, что при постоянной угловой высоте и спектральной ширине щелей светосила не зависит от относительных отверстий объективов. Поэтому не следует пользоваться короткофокусными светосильными объективами. Их расчет сложнее, аберрации больше, а выгоды в потоке при заданной площади диспергирующего элемента и его угловой дисперсии они не дают.
Нетрудно подсчитать световой поток, проходящий через монохроматор, и в том случае, когда входная щель является источником сплошного спектра. Поток, излучаемый входной щелью, пропорционален ее спектральной ширине ДХР Ноток, вырезаемый из сплошного спектра выходной щелью, также пропорционален спектральной ширине ДХ2 этой щели. При равных спектральных ширинах обеих щелей ДХ1 = ДХ2 = ДХ проходящий спектральный поток равен
Фспл= тр51£)(рДХ2Ьд,/ш.	(3.51)
Он имеет треугольное спектральное распределение с шириной 2ДХ.
Аналогично случаю линейчатого спектра определим светосилу монохроматора для сплошного спектра как световой поток, пропускаемый монохроматором в спектральном интервале ДХ при единичной спектральной яркости щели. Тогда
Лспл =	= тР^ДрД^/гг.	(3.52)
В случае сплошного спектра светосила пропорциональна квадрату спектральной ширины щелей.
При выводе формулы ДЛЯ Длин мы ПОЛОЖИЛИ	j ЪуВ.'К = 1, а при
получении выражения для Асп.п приняли, что by, ~ 1. Вследствие этого размерности Ллин и Аспл отличаются на размерность АХ.
Поскольку поток от линейчатого спектра меняется как ДХ, а от сплошного как ДХ2, отношение этих потоков пропорционально 1/ДХ и с уменьшением спектральной ширины щелей фон делается относительно слабее линии. Поэтому для наблюдения слабых линий па фоне яркого сплошного спектра выгодно уменьшать спектральную ширину щели. Это справедливо не только для фотоэлектрической, но и для фотографической регистрации.
В заключение подчеркнем, что увеличения светосилы монохроматоров можно добиться в первую очередь увеличением площади диспергирующего элемента и его угловой дисперсии. С этой точки зрения многопризменные монохроматоры обычно выгоднее однопризменных, несмотря на существенное возрастание потерь на отражение и поглощение. Если учесть, что увеличение угловой дисперсии ведет, как правило, к увеличению практической разрешающий способности, то выгода таких приборов оказывается еще более явной.
Связь светосилы и разрешающей способности монохроматора. Как было показано, светосила монохроматора пропорциональна ширине его щели в случае линейчатого спектра и квадрату ширины щели в случае сплошного
84
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. III
спектра [см. (3.49) и (3.52)1. Таким образом, расширяя щели монохроматора, можно увеличить пропускаемый им световой поток.
При а аи, где ан — нормальная ширина щели *), разрешающая способность практически не зависит от ширины щели. Поэтому при увеличении ширины щели до значения ан рост светосилы не сопровождается уменьшением разрешающей способности. Однако при ширине щели больше аи уменьшается разрешающая способность прибора, т. е. ухудшается степень монохроматичности выделяемого им излучения. Таким образом, светосила для щелей, ширина которых больше ан, находится в непосредственной связи с разрешающей способностью монохроматора.
Поскольку практическая разрешающая способность монохроматора, выделяющего спектральный интервал ДХ, равна Rn = ‘kl&k, то из уравнения (3.50) получим
u =	(3.53)
21 п
Для автоколлимационного прибора с дифракционной решеткой в соответствии с (2.5)
п _ 2tg<P
Ь'ф- х 
Подставляя выражение (2.5) в (3.53), имеем
откуда
=	(3.55)
21 п
Для призмы, работающей в минимуме отклонения, £>ф	где
Т — размер основания призмы, Ъ — сечение пучка в вертикальной плоскости. Подставляя значение £>ф в (3.53), находим
й-»=тцт>1-	<3-57>
Из (3.53), (3.54) и (3.56) следует, что произведение uRa постоянно для данного прибора. Так, увеличивая и за счет расширения щели, мы одновременно во столько же раз уменьшаем Нп, так что их произведение остается постоянным.
Постоянство величины Q = uZ?n, как будет показано ниже (см. гл. VI и VIII), является характерной чертой не только призменных и дифракционных монохроматоров, но и спектральных приборов других типов.
Светосила спектрографа. Светосила спектрографа характеризуется освещенностью, создаваемой на его фокальной поверхности**). В случае линейчатого спектра световой поток, достигающий фокальной поверхности, определяется формулой (3.40), а площадь, па которой он распределен, равна площади спектральной линии h'a'.
*) Понятие нормальной ширины щели было введено для случая, когда ширина аппаратного контура определяется в основном явлениями дифракции. Однако наши рассуждения остаются справедливыми вне зависимости от вида аппаратного контура. При этом под аи следует понимать такую ширину щели, для которой геометрическое изображение имеет такую же ширину, как аппаратный контур, соответствующий бесконечно узкой щели.
•*) Для малых световых потоков, как будет показано в гл. XII, светосила спектрографа, так же как и монохроматора, определяется потоком
§ 5]
СВЕТОСИЛА СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИ ВОРА
85
Воспользовавшись формулами (3.12) и (3.14) для продольного и поперечного увеличепия, находим
h'a' — ha		(3.58)
\	/ sinе	'	'
Освещенность Елии получим делением выражения (3.40) на (3.58):
(З.(Ю)
Положив By. = 1, найдем светосилу спектрографа т т sin е >?i /-ЛИП - -	- -рг •
Учитывая, что SJw = S2, где S2 — площадь сечения пучка, выходящего из диспергирующего элемента, можно записать т	si .
/-липsine.
(3 61)
В отличие от монохроматора, светосила спектрографа в случае линейчатого спектра не зависит от ширины и высоты щели. Действительно, во сколько раз возрастает площадь щели, а следовательно, посылаемый сю поток, во столько же раз увеличивается площадь ее изображения. Поэтому освещенность изображения щели сохраняется постоянной. Как видно из уравнения (3.61), светосила возрастает при уменьшении фокусного расстояния камерного объектива. При этом, однако, как правило, уменьшается практическая разрешающая способность прибора, так как падает его линейная дисперсия (см. формулу (3.55)). Этого можно избежать, если ограничиться уменьшением только масштаба вертикального увеличения, что легко достигается с помощью цилиндрической линзы, образующая которой параллельна дисперсии. Линза должна быть расположена между объективом коллиматора и фотослоем так, чтобы давать в фокальной плоскости уменьшенное в несколько раз изображение щели. К сожалению, в светосильных приборах такой прием использовать трудно вследствие кривизны спектральных линий и аберраций, вносимых цилиндрической линзой.
Естественно, что в случае сплошного спектра освещенность оказывается пропорциональной первой степени спектральной ширины щели:
/-сил = sin	(3.62)
^2
откуда светосила спектрографа для сплошного спектра
/-спл = т-тг8’п еДА..	(3.63)
Из уравнений (3.59) и (3.62) получаем
= Вк— ~ _1_	(3 64)
Есал	ДА 	k ’
Существенно, что, в отличие от монохроматора, светосила спектрографа определяется не площадью диспергирующего элемента, а величиной, близкой к квадрату отпосительного отверстия *) камерного объекти-
Сравнение светосилы дифракционных и призменных приборов. Ранее считалось, что светосила призменных приборов больше, чем приборов с дифракционными решетками, поскольку призма разлагает весь падающий па
*) Относительным отверстием называется отношение диаметра объектива к ею фокусному расстоянию.
86
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. III
нее свет в один спектр, решетка же дает совокупность спектров разных порядков и на каждый из них приходится небольшая доля энергии.
Усовершенствование техники нарезания решеток с профилированным штрихом, имеющих эффективность до 50—70%, заставляет пересмотреть эту точку зрения. Кроме того, большую решетку (10 X 10 и более см2) легче изготовить, чем стеклянную, а особенно кварцевую, призму соответствующего размера. Г	Сравним светосилу призменного и диф-
Отношение светосилы (кристаллический
Рис 3.19 призменного . „ _______________
кварц) и дифракционного монохроматора как функция длины волны: 1 — решетка 600 гитпр/лсм, первый порядок, 2—600 штпр/лси, второй порядок, или 1200 штпр/лш, первый порядок.
ракционного . монохроматоров, имеющих одинаковую разрешающую способность. Считая угловую высоту щелей и пропускание призменных и дифракционных приборов одинаковыми, из уравнений (3.54) и (3.56) имеем
<? т dn г
^пр	unp	Iip b dt.	,.r.
—=---—--------=---------------.	. 60)
kpein	иреш
Здесь Т—длина основания призмы, Ъ— ши-dn
рипа пучка и -р.-----дисперсия материала приз-
CLK
мы. Поскольку Sup — ЬН (Н — высота призмы), т
то величина S?ip = Snp-£- равна площади нерабочей грани призмы.
Для решетки сечение пучка 5рсш = = Spora COS ф, где SpCra — площадь решетки.
Для призмы и решетки равных размеров (S?ip — Spein) получим
, dn
= .	.	(3.66)
^реш sin ф
Для автоколлимационного дифракционного прибора согласно (3.26) 2 sin ср /с /л
—л—-- =	и (3.66) принимает вид
л* t
^пр t dn	сп\
( >
На рис. 3.19 даны отношения Ьпр/Ьрсш для монохроматоров со стандарт-* ными дифракционными решетками, имеющими 600 и 1200 штр/мм, и с приз^ мой из кристаллического кварца. Как видно из рисунка, светосила дифракционного прибора для видимой части спектра в несколько раз больше светосилы призменного. В области 2500—2000 А светосилы приборов становятся сравнимыми. Если учесть, что в этом спектральном интервале растет поглощение кварца, то можно считать, что дифракционные приборы сохраняют преимущество и в этой части спектра. Аналогично рассматривая светосилу спектрографов, можно показать, что дифракционные и призменные приборы с равным относительным отверстием камерного объектива имеют примерно одинаковую светосилу (см. уравнение (3.59)).
§ 6.	Пропускание спектрального прибора
Мы уже отмечали, что светосила спектрального прибора помимо геометрических факторов, рассмотренных в предыдущем параграфе, определяется также и его пропусканием.
Отношение т монохроматического светового потока, прошедшего через входную щель (в пределах телесного угла, вырезанного наименьшей диа
§ 6]	ПРОПУСКАНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА	87
фрагмой), к соответствующему потоку, падающему на приемник, называется пропусканием или прозрачностью прибора. Для различных приборов т меняется в пределах 0,8—0,001.
Пропускание определяется потерями световой энергии при отражении, поглощении и рассеянии.
Потери па поглощение. Применяемые при конструировании спектральных приборов оптические материалы в той области, для которой они предназначены, обычно имеют коэффициент поглощения не более 0,01—0,02 Поэтому общие потери па поглощение, даже в большой призме, составляют не более 30%, а в линзах они не превышают нескольких процентов.
Вблизи границ пропускания поглощение возрастает и быстро достигает больших величин. Применение стеклянных призм для области длин волн короче 4000 А и кварцевых при К < 2300 А приводит к значительным потерям света, связанным с его поглощением. Количественные оценки здесь дать трудно, так как рост общего поглощения зависит от спектрального хода коэффициента поглощения и толщины оптики. Во всяком случае при продвижении в коротковолновую область на 200—300 А от указанной границы возрастание поглощения может привести к тому, что прибор становится практически непрозрачным.
Потери на отражение и поляризация света. Потери, связанные с отражением, рассчитываются достаточно хорошо. Обычно поверхности зеркал в спектральном приборе отражают 80—90% падающей энергии. Таким образом, потери на каждом зеркале составляют 10—20%. В старых зеркалах они могут быть больше.
Коэффициент отражения от прозрачных диэлектриков рассчитывается по формулам Френеля (1.35).
Для случая малых углов падения формулы (1.35) переходят в r=r|l = ri»(4=i-)!.	(3.68)
Применяемые для линз материалы обычно имеют показатель преломления от 1,5 до 1,7. Легко сосчитать, что потери на отражение от двух поверхностей линзы, расположенной в воздухе (п' — 1), составляют от 8 до 14%. Поэтому, как правило, линза эффективнее зеркала.
При расчете пропускания дифракционных приборов необходимо учитывать эффективность решетки, значение которой зависит от профиля штрихов, отражающих свойств поверхности решетки, углов падения и дифракции. Хотя для лучших решеток абсолютная эффективность доходит до 70%, часто приходится работать в условиях, когда опа не превышает нескольких процентов.
К потерям в самом спектральном приборе добавляются потери в проектирующей оптике. Общее число поверхностей, на которых происходит отражение (не считая поверхностей диспергирующих элементов), нередко достигает 14. Если считать потери на одной поверхности 5%, то пропускание будет
т = (1 - 0,05)14 ж 0,50.
При семи зеркальных поверхностях с потерей на каждой 20% общее пропускание т = 0,22. Таким образом, с ростом числа отражающих поверхностей преимущества линзовой оптики увеличиваются.
Потери, связанные с отражением света от поверхностей призмы, были рассмотрены ранее. Вследствие косого падения лучей они существенно больше, чем на поверхности линзы. Кроме того, прошедший через призму свет оказывается частично поляризованным, а если призм несколько, от степень поляризации может быть достаточно большой. Прохождение света
88 КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. ITI
через узкие щели спектрального прибора также приводит к частичной его поляризации. Таким образом, спектральный прибор сильно искажает поляризацию проходящего излучения. Это характерно не только для призменных, но и для дифракционных приборов и обусловлено различием коэффициентов отражения поверхности решетки и металлических зеркал для излучений с различными паправлениями поляризации.
Потери на отражения и поляризациопные искажения падающего света зависят от длины волны. Это следует иметь в виду при спектральных иссле
дованиях состояния поляризации излучения.
Рис. 3.20 иллюстрирует пропускание спектрографом К-24 излучения с различным состоянием поляризации [3.4].
Общие потери на отражение света гранями призм обычно не превышают 50%, так как коэффициент отражения для составляющей, поляризоваппой
перпендикулярно плоскости падения,
Рис. 3 20. Поляризующее действие спектрографа 1\-24: 1 — почернение лластипки для естественного света, 2 —для поляризованного (Ь’ || щели), з — для поляризованного (.Е I щели).
близок к пулю, и потери связаны только с ослаблением компоненты, поляризованной в пло-1	скости падения. Суммарные по-
j	тери, связанные с отражением,
являются главными.
Рис 3 21. Коэффициент прочеканил монохроматора.
На рис. 3.21 приведены в качестве примера данные о суммарных потерях света в монохроматоре ИСП-17Л, содержащем одну призму и три зеркальных поверхности (без потерь в осветительной системе) [6]. Измерения сделаны в области 4000—6500 А для поляризованного и естественного света. Отдельные виды потерь в монохроматоре ИСП-17Л составляют: отражение на гранях призмы 10—25%, поглощение в призме 1 —15%, потери при отражении от зеркал 25—28%.
Основная причина уменьшения прозрачности прибора в области 4000— 4500 А — рост поглощения призмой коротковолнового излучения.
В приборах с большим числом преломляющих и отражающих поверхностей, как, например, двойные монохроматоры, общие потери на отражение достигают 99 %.
Для уменьшения этих потерь иногда применяют просветляющие покрытия для прозрачной оптики и специальные пленки, повышающие коэффициент отражения зеркал.
Предположим, что отражающая поверхность оптической детали, имеющей показатель преломления и, покрыта тонкой плепкой другого вещества с показателем преломления ]/ п. В соответствии с уравнением (3.68) при малых углах падения коэффициенты отражения света от границ раздела воздух — пленка и пленка — оптическая деталь равны. Если разность фаз лучей, отраженных от границ раздела, будет л/2, то в результате их интерференции амплитуда отраженной волны обратится в нуль. При этом мы пренебрег
§ 6]
ПРОПУСКАНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
89
ли тем, что амплитуда волны, отраженной от второй границы, несколько меньше за счет ослабления падающей на нее волны при отражении от первой границы. Потери па отражение полностью уничтожаются лишь для одпой длины волпы и значительно уменьшаются для широкой области спектра. Применение двух- и трехслойпых покрытий позволяет улучшить равно-
мерность коэффициента отражения по спектру. Расчетные кривые для одно- и трехслойного покрытий приведены на рис. 3.22.
Для ультрафиолетовой части спектра получение таких просветляющих слоев мало разработано. В кварцевых приборах они практически не применяются.
Потери па рассеяние. Рассеяние может происходить как в объеме оптических деталей, так и па их поверхностях. Объемное рассеяние происходит на мелких дефектах — пу-
Рис. 3 22. Коэффициенты отражения для поверхности стекла без покрытия (]), с однослойным (2) и с трехслойным (3) покрытием
зырьках воздуха и локальных опта-
ческих неоднородностях. Количество таких дефектов в хороших материалах ничтожно. Связанные с ними потери не превышают 1 %.
Рассеяние на поверхностях оптики связано также с поверхностными царапинами, следами пальцев и т. п. Поэтому с оптикой следует обращаться очень аккуратно. Никогда не касаться рабочих поверхностей пальцами и не царапать их при чистке. Следы от пальцев удаляются с большим трудом, а мелкие частицы абразивных веществ, осаждающиеся в виде пыли, всегда могут поцарапать поверхность при ее протирании. Пыль лучше сдувать или смывать чистым спиртом или эфиром. При этом нужпо беречь места склеек и покрытые лаком участки поверхности. Поверхностное рассеяние на чистой, хорошо сохраняемой оптике ничтожно. Однако накапливающаяся на ней пыль может привести к очень большим потерям. Поэтому следует заботиться об отсутствии пыли в помещении, а в нерабочее время всегда покрывать приборы защитными чехлами из плотной материи или полиэтиленовой
пленки.
Отраженный и рассеянный свет в спектральных приборах. Отраженное и рассеянное оптикой излучение в основной своей части поглощается корпусом, малая его доля достигает приемника излучения в виде рассеянного света, который, как правило, мешает измерениям, увеличивая их ошибки. Поэтому одна из важных задач при конструировании спектральных приборов — уменьшение количества рассеянного излучения.
Влияние рассеянного света особенно существенно, когда изучается спектральное распределепие вблизи от области, где излучение источника имеет большую яркость. Это наиболее характерно проявляется при исследовании спектров поглощения, комбинационного рассеяния или флуоресценции. Способы учета и уменьшения влияния рассеянного света на результаты измерений рассматриваются в гл. XIII.
Существует также свет, зеркально отраженный плоскими и сферическими поверхностями. Он может явиться источником постороннего фона и дополнительных линий в спектре. Особенно велики эти помехи в автоколли-мационпых приборах, в которых отраженный свет распространяется в сторону фокальной поверхности. Для устранения этого света используют поглощающие экраны.
Пусть, например, в автоколлимациоипом приборе имеется плоско-выпуклая линза L. Свет, отраженный от ее плоской поверхности (рис. 3.23), будет
90
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл III
распространяться, как от мнимого изображения щели S'. Чтобы этот свет не достиг фокальной поверхности, достаточно посредине линзы поместить черный экран шириной, равной высоте щели. Коэффициент отражения экрана должен быть как можпо ниже. Обычно применяют черный бархат.
Свет, отраженный задней поверхностью линзы, фокусируется сю и дает действительное изображение щели между объективом и фокальной
Рис. 3.23. Устранение света, отраженного от плоской поверхности линзы: S — щель, S' — ее мнимое изображение, L — плоско-выпуклая линза, В — экран, Р — фокальная поверхность.
Рис. 3.24. Устранение света, отраженного от задней поверхности плоско-выпуклой линзы' S —щель. S' —ее действительное изображение. L — линза, В — экран, Р — фокальная поверхность.
задней поверхности щели прибора. Щечки
поверхностью (рис. 3.24). Чтобы убрать идущий от этого изображения свет, в соответствующем месте помещают небольшой черный экран. Такие экраны полностью убирают вредный отраженный свет, практически не уменьшая светосилы.
Иногда отраженный одной из вогнутых поверхностей линзы свет дает действительное изображение щели вблизи фокальной поверхности. В этом случае нужно слегка наклонить линзу так, чтобы это побочное изображение было расположено несколько выше или ниже основного изображения щели. При таких наклонах в длиннофокусных приборах аберрации почти не возрастают.
Свет, отраженный от поверхности оптики, может фокусироваться вблизи
щели отражают его, в результате появляются слабые спутники у сильных линий или «крылья» у инструментального контура. Для борьбы с этим рекомендуется небольшой наклон линз, убирающий изображение щели с ее щечек, а также тщательное чернение задней стороны щели. К сожалению, обычно ножи делаются полированными, а не чернеными, что облегчает появление таких «духов».
Интерференционные явления в приборах. Потери па отражение зависят от длины волны излучения и поэтому могут исказить распределение энергии, регистрируемое спектральным прибором. Отражения от оптических поверхностей могут привести также к резким искажениям распределения энергии, создавая иногда впечатление ложных спектральных полос или линий.
Появление таких полос связано с интерференцией лучей в тонких пластинках, образуемых двумя близко расположенными поверхностями. Эти полосы могут образоваться в результате интерференции в тонкой пластинке, расположенной перед щелью прибора. При использовании желатиновых ступенчатых фильтров от них часто трудно избавиться. Полосы образуются в результате интерференции прошедшего луча и луча, испытавшего дву-

ПРОПУСКАНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
91
кратное отражение 12 (рис. 3.25). Если коэффициент отражения от поверхности г =4%, энергия пучка, испытавшего два отражения, будет лишь >0,16%. Однако при этом наблюдаются достаточно контрастные интерференционные полосы в спектре. Это объясняется тем, что при интерференции суммируются и вычитаются пе энергии, а амплитуды интерферирующих пучков. Амплитудный коэффициент отражения равен Уг, т. е. после одного отражения амплитуда пучка равна •0,2 А о, а после второго — 0,04 Ло. Соответственно энергии в максимуме и в минимуме интерференционной картины равны
/max = (1,04 А 0)2 Ж 1,08 /0, /min = (0,96 А о)2 « 0,92 /0.
Контраст интерференционной картины, определяемый как
Рис. 3 25. К вопросу об интерференции при отражении от двух оптических поверхностей.
(3.69)
у  jmax ^min
•шах ^''mln будет в этом случае 8%.
Разность хода между пучками и 12 при небольших углах падения света на пластину равна 2nd (d — толщина пластины, п — показатель ее преломления).
Максимумам соответствует длина волны, удовлетворяющая условию
2nd = кк.	(3.70)
Соответственно условие минимумов
2ш2 = -^±1а.
(3-71)
Расстояние между соседними интерференционными максимумами в длинах волн ДА можно найти, продифференцировав уравнение (3.70) по к и полагая
ДА = 1:
2^.
к ~ 2nd '
(3.72)
этом пренебрегаем зависимостью п от X в пределах интервала ДА. оптическая толщина пленки порядка 100 А, то в видимой области
При Если спектра расстояние между максимумами будет около 25 А. Так как пластинка обычно клиновидна, то полосы в спектре получаются наклонными. Этим они отличаются от слабых спектральных полос. Такие полосы могут получаться и вследствие интерференции света, отраженного в воздушных прослойках между линзами.
В кварцевых приборах сложные интерференционные явления могут наблюдаться в результате двойного лучепреломления в кварце.
Интерференционные полосы обычно слабы, но они могут внести заметные ошибки при прецизионных энергетических измерениях. Особенно неприятно интерференция может сказаться при исследовании линейчатых спектров, где опа искажает относительную яркость спектральных линий.
Селективные изменения пропускания, связанные с интерференцией, могут наблюдаться и в приемнике излучения, в частности, в окне фотоэлемента или фотоумножителя. Для проверки наличия интерференции, регистрируют заведомо «гладкий» сплошной спектр, например спектр
92
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. ИГ
лампы накаливания. Наблюдаемые периодические изменения интенсивности можно подавить, наклеив на окно фотоумножителя дополнительный слой прозрачного диэлектрика. В спектроскопической литературе такого рода интерференционные явления не описаны, но их легко наблюдать при постановке специального опыта. Поэтому с возможностью возникновения таких полос следует считаться.
§ 7.	Критерии сравнения спектральных приборов
К главным характеристикам спектральпого прибора, определяющим его возможности и область применения, можно отнести участок спектра (Х1 — Z.2), число одновременно регистрируемых интервалов т, время регистрации одного интервала t, полное число регистрируемых интервалов М и полное время регистрации Т.
Величина М определяется пределом разрешения прибора 62, и равна (Х4 — Z.2)/6L Время регистрации t зависит при заданной точности измерений от светосилы прибора, чувствительности приемника и яркости источника В\.
Очевидно, что «лучшим» будет прибор, регистрирующий за наименьшее время наибольший участок спектра наименее яркого источника с большим разрешением и большей точностью. Был сделан ряд попыток найти числовую характеристику, которая учитывала бы все главные свойства прибора и позволяла сопоставлять возможности спектральных приборов разного типа, независимо от принципов их устройства. С этой целью Жакино [3.5] предложил использовать величину W, названную им добротностью:
W = —KmuR.	(3.73)
Яркость источника при определении добротности предполагается такой, чти отношение сигнал/шум на выходе прибора равно единице. Величина а в приведенном уравнении равна единице, если погрешность определяется флуктуация.ми светового потока (квантовые приемники), и а — 2, если погрешность зависит от собственных шумов приемника (тепловые приемники), и — геометрический фактор прибора, Н — его ра.зрешаювщя сила.
Видоизменения критерия Жакино были даны Киселевым и Паршиным [3.6], Экхартом [3.7], Тарасовым [4]. Одпако ни один из этих критериев пе получил широкого применения в спектроскопической практике. На наш взгляд, это связано с тем, что при выборе спектрального прибора нельзя руководствоваться какой-то одной числовой характеристикой, неизбежно оторванной от конкретных требований к прибору.
В некоторых задачах основной характеристикой является разрешающая способность, а светосила практически не играет роли. В других — важны светосила и число одновременно регистрируемых элементов ит. д. Если сравниваемые приборы различаются, скажем, в 2 раза по производительности и в 10 раз по стоимости, то при одинаковых эксплуатационных расходах целесообразнее ставить два малопроизводительных прибора взамен одного более производительного. Иногда решающей характеристикой является вес прибора (спектрометры для космических исследований), и приходится для его уменьшения жертвовать разрешающей способностью и светосилой. В ряде случаев важны габариты прибора, и для их уменьшения идут на ухудшение оптических характеристик. Таким образом, при оцепке спектральпого прибора необходимо учитывать его оптические, эксплуатационные, механические и другие свойства, существенные для решаемой задачи. Подменять их совокупность одной числовой константой практически невозможно.
<5 8] ТЕМПЕРАТУРНОЕ СМЕЩЕНИЕ И ДЕФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ 93
§ 8.	Температурное смещение и дефокусировка спектральных линий
Изменение температуры прибора приводит, вообще говоря, к изменению положения спектральных линий и смещению фокальной поверхности. Если
такие изменения происходят в процессе регистрации спектра, то это часто приводит к уширению инструментального контура, тем более значительному, чем больше изменение температуры за время опыта.
Для оценки допустимых температурных изменений проанализируем,
каким образом влияет температура Здесь можно различить следующие механизмы воздействия:
1)	изменение размеров прибора в результате температурного расширения;
2)	изменение фокусных расстояний зеркал и линз вследствие температурного изменения радиусов
кривизны, а линз - также и вслед- Рис 3 26 Уширепис спе1(тральпой линии при •СТВИе Температурного изменения по- смещении фокальной поиерхпости. казателя преломления;
3)	изменение угла отклонения света призмой из-за температурного изменения показателя преломления и изменение углов дифракции как результат изменения постоянной решетки;
4)	изменение углов дифракции и преломления из-за температурного изменения рефракции воздуха.
Считая линейную разрешающую способность прибора 10-3 см, можно положить существенными уширения, сравнимые с этой величиной.
Положим для простоты, что оптическая ось камерного объектива пер-
пендикулярна фокальной поверхности. Тогда смещение последней при нагревании можно вычислить по формуле
М = FaAT.
$.74)
Здесь а — коэффициент линейного расширения материала основания спектрального прибора. Как видно из рис. 3.26, если относительное отверстие камеры равно d/F, то уширение спектральной линии Дж можно найти из уравнения
<3-75) или
Дж = aATd.
Для металлов а ~ 10 6 град'1, &Т вряд ли может превышать 10°. Положив d = 10 см (большой спектральный прибор), имеем
Дж = 10-1 см < 10-3 см.
Таким образом, температурные изменения размеров прибора пе играют практической роли в уширении его ипструментальпого контура.
Иначе обстоит дело с изменением углов дифракции и преломления. Для стекол dn/dT ~ 5-10-6 град'1.
Если призма находится в минимуме отклонения, то в соответствии с (1.17)
о • л
2 sin -у
Дф = —у	т~Лп-	(3.76)
У 1 —n2sin2_d.
94
КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ [Гл. JII
Для 60°-призмы и п— 1,6
Д<р = 1,7Дп — 1,7 ДТ.
al
Соответствующее линейное смещение
Д/ = ^Д<р = 1,7 -^FAT. 1	al
Для F « 120 см изменению температуры на 1° соответствует Д/ та та 10~3 см. Большие изменения температуры могут заметно ухудшить разрешающую способность прибора.
Смещение линии в длинах волн при изменении температуры найдем из равенства
А1 = ^АТ=^~ АТ.	(3.77).
аТ	аТ ап	4	'
Полагая dn/d'k = 2-10-5 А-1 и dnldT 5-10~8 град~х для ДТ —1°, находим Д^=0,25А. Таким образом, изменение температуры на 1° может быть заметно, если предел разрешения прибора « 0,5 А.
В случае дифракционной решетки изменение угла дифракции легко вычислить по изменению ее постоянной. Продифференцируем по Т основное уравнение решетки (2.19):
(sin ф -|- sin <р) -г t cos <р = 0.
тт	sin гЬ-J- sin ср .
Положим  2—:------ь « 1, тогда
cos ср
Дср«5-Д7,=	-аДГ.	(3.77)
а 1	I di
Считая а = 10-8 град~г и АТ = 10°, имеем Д<р = 10-6. Для F = 100 см Ах — 10~3 см.
Иначе говоря, для дифракционного прибора с метровым фокусом изменение температуры па 10 °C уже оказывается существенным. Практически вовремя экспозиции таких изменений температуры решетки не происходит. Дифракционные приборы с F 3 м или с соответственным радиусом кривизны вогнутой решетки приходится специально термостатировать.
Для расчета изменения фокусного расстояния линз примем, что для стекла dn/dTta 5-Ю-8, для плавленого кварца dn/dT та 1,5 40-5. Изменение радиусов кривизны линзы происходит в соответствии с законом линейного расширения AR = RaAT. Нетрудно подсчитать, что изменение фокусного расстояния линзы, происходящее вследствие обеих этих причин, не играет существенной роли.
Изменение показателя преломления воздуха приводит к изменению угла отклонения и дифракции лучей. Проведем соответствующий расчет. Во всех формулах для хода лучей в призме вместо п — 1 должно стоять п — п', где п — показатель преломления воздуха, полагаемый в остальных расчетах равным 1. Тогда в условиях минимума отклонения
dtp	2sin(4/2) dn'	.о
~ yi —re2sin2(4/2) ~dT~ •	( • )
Для воздуха n' = 1 У 1_|_’г7273 ’ где — температура в градусах Цельсия, откуда dn'/dTTai0~e, т. е. существенно меньше, чем для стекла. Таким образом, изменение угла отклонения за счет изменения рефракции воздуха с температурой значительно меньше, чем за счет изменения показателя преломления призмы. Для дифракционных приборов изменение угла отклонения за счет
§ 8] ТЕМПЕРАТУРНОЕ СМЕЩЕНИЕ И ДЕФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ 95
изменения температуры воздуха найдем, введя в основное уравнение решетки показатель преломления воздуха
n't (sin ф + sin ф) =	(3.79)
Полагая, как и при выводе (3.77),	» 1, находим
Дф^^ДТ’.	(3.80)
Сравнивая уравнения (3.80) и (3.77) и учитывая, что dn'/dT^10~6, видим, что изменение температуры воздуха, так же как и температуры решетки, следует учитывать лишь для длиннофокусных дифракционных приборов.
Аналогично действует и изменение давления. При нормальной температуре
,	. . 2,9.10-*р
п = 1 4- —----,
Ро
откуда dn /dp « 4-10-7 (мм рт. ст.)1. Таким образом, изменение давления на 10 мм рт. ст. приводит к таким же изменениям угла отклонения, как и изменение температуры воздуха на 4° С.
Для уменьшения влияния температурных колебаний большие приборы часто термостатируют. Это в первую очередь относится к спектрографам, так как при фотографической регистрации иногда приходится применять длительные экспозиции. Иногда термостатируют все помещение, где установлен прибор. Достаточно поддержания в нем температуры с точностью до 0,5—1 °C.
В некоторых случаях искусственно повышают теплоемкость корнуса прибора, например, делают его с двойными стенками, промежуток между которыми заполняется водой. Такой прибор нечувствителен к кратковременным изменениям температуры помещения.
ГЛАВА IV
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
Основное многообразие спектральной аппаратуры, выпускаемой промышленностью, предназначено в первую очередь для удовлетворения потребностей спектрального анализа. Производится большое количество приборов для эмиссионного анализа в видимой и ультрафиолетовой областях спектра, приборов для атомно-абсорбционного анализа и спектрофотометров, предназначенных для абсорбционного анализа веществ в жидкой и твердой фазе. Эти приборы достаточно подробно описаны в других книгах. Значительно меньше ассортимент приборов для других разделов спектроскопии. В этой главе будет уделено им большее внимание.
§ 1.	Конструктивные элементы призменных и дифракционных спектральных приборов
Щель. На фокальной поверхности прибора располагается дискретная или непрерывная совокупность изображений щели, образующих спектр.
Инструментальный контур большинства приборов с малой и средней дисперсией определяется в основном качеством щели. Поэтому щель наряду с оптикой является наиболее ответственным элементом конструкции прибора.
В большинстве спектральных приборов изображение щели по своим геометрическим размерам близко к самой щели (увеличение ~1 х ). Ширина щели должна быть постоянной по всей высоте. Это постоянство в ряде задач желательно выдерживать с погрешностью меньшей, чем 1%; а погрешность больше 10% почти никогда не допускается. Отсюда вытекают требования к конструкции ножей щели и к точности механизма, меняющего расстояние между ними. Неизбежные дефекты ножей щели — их конечная толщина, а также прилипающие к ножам пылинки затрудняют использование щелей уже 0,01 мм. Иногда употребляют щели шириной 5—6 мкм, но относительная точность установки ножей такой щели невелика. Для спектрофотометрических работ всегда применяют более широкие щели — 0,02 ч- 0,1 мм.
Щель образуется двумя ножами, обычно из нержавеющей стали. Общий вид стандартной щели, выпускаемой Ленинградским оптико-механическим объединением, приведен на рис. 4.1. На том же рисунке показан профиль ножей щели.
Обычно оба ножа двигаются симметрично относительно центра щели и при установке на нуль они автоматически стопорятся, так что дальнейшее вращение винта не приводит к пажиму ножей друг на друга. В некоторых старых конструкциях такого устройства нет и при закрывании щели легко испортить ножи, так как они начинают давить друг на друга. Закрывать такие щели нужно с особой осторожностью. Некоторые щели имеют винты, позволяющие устанавливать ножи параллельно. Контролировать параллельность удобнее всего, наблюдая глазом или на экране дифракционную
§ 1] КОНСТРУКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ ПРИЗМЕННЫХ И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ 97
картину от узкой щели. Для этого целесообразно пользоваться пучком света от Не — Ne-лазера. Можно рассматривать отдаленный источник белого
света, расположив щель перед глазом и Если ножи щели непараллельны, то дифракционные полосы расходятся веером в сторону более узкой части щели.
Ножи щели должны лежать в одной и той же плоскости, перпендикулярной оптической оси прибора. Иначе условия прохождения наклонных пучков будут различны (рис. 4.2).
Винт, перемещающий ножи, позволяет измерять ширину щели с точностью до 0,001 мм. В некоторых конструкциях цена деления головки винта 0,01 мм.
Момент закрытия щели практически никогда не совпадает с нулевым отсчетом. Для определения начала
смотря через разные ее участки.
отсчета щель нужно закрыть и затем, медленно открывая ее, заметить момент появления проходящего через щель света. Для точного измерения ширины узких щелей применяют компаратор
а)	6)
Рис. 4 1. Стандартная щель УФ-2. Общий вид (а) и профиль ножей щели (б); 1 — барабан микрометрического винта, 2 — направляющая, з — ножи щели.
(см. гл. XI).
Отметим, что наряду со стандартными для ряда приборов выпускаются щели специальных конструкций: постоянные щели, образуемые двумя
прочно закрепленными ножами, или просто прорезью в металлическом слое,
Рис. 4.2. Прохождение света через щель, в которой ножи лежат в одной (а) ив разных](б) плоскостях
нанесенном на стекло; щель с искривленными ножами — для компенсации кривизны спектральных линий; очень широкие и большие щели для приборов, работающих с большим уменьшением (некоторые астрономические спектрографы).
Щель обычно крепится к тубусу, который может вращаться относительно своей оси. Это позволяет устанавливать наклон изображения щели относительно направления дисперсии прибора. В необходимых случаях такая установка делается с помощью микрометрического винта.
Обычно щель для предохранения от пыли закрывается насадкой с кварцевой или стеклянной пластинкой или линзой. Однако полностью избежать засорения щели не удается. Время от времени приходится удалять пристав-7 А. Н. Зайдеть и др.
98
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
шие к ней пылинки. В противном случае они перекрывают щель и спектр оказывается прорезанным темными полосками, тянущимися вдоль направления дисперсии. Чем уже щель, тем отчетливее выглядят эти полосы. Для периодической чистки щели применяют деревянные палочки, заточенные «лопаточкой». Если сухой палочкой удалить пылинки не удается, ее смачивают чистым спиртом (бензин, эфир и другие жидкости, которые растворяют смазку механизма щели, применять нельзя). Щель широко раскрывают и очищают, проводя лопаточкой сначала по одному, затем по другому ножу. Ремонт щели следует поручать опытным механикам.
Фокусирующая оптика. Как правило, на диспергирующий элемент падает параллельный пучок света, формируемый коллиматорным объективом. Спектр фокусируется камерным объективом, расположенным после диспергирующего элемента.
К оптике спектральных приборов предъявляются необычные требования. Хроматическая аберрация для большинства спектрографов и монохроматоров не играет большой роли, так как фокусируются монохроматические изображения щели. К разрешающей способности оптики требования довольно высокие. Желательно, чтобы инструментальный контур фокусирующей оптики был существенно уже инструментального контура, определяемого разрешающей способностью диспергирующего элемента и шириной щели. Иначе говоря, диаметр кружка рассеяния, даваемого оптикой, должен быть менее 0,01 мм, т. е. меньше, чем дают обычные фотографические объективы.
Расчет и изготовление оптики приборов с относительным отверстием меньше 1/10 не представляет затруднений. Для приборов с относительным отверстием более 1/5 приходится применять многолинзовые объективы, а иногда асферические линзы и зеркала.
Проверка оптики осуществляется обычными методами (см., например, [4.1]). Проверять нужно всю оптическую систему, так как исправляются суммарные аберрации и камерного и коллиматорного объектива. Каждый из них по отдельности может обладать значительными аберрациями. Систему нужно проверять в пределах угла наклона лучей, которому соответствует угловая ширина исследуемой области спектра (для монохроматоров — только в пределах угловой высоты щели). Для спектральных приборов с небольшим относительным отверстием условие достаточно малых аберраций оптики обычно удовлетворяется довольно легко. Наблюдаемые иногда недостатки оптики относятся не к ее расчету, а к изготовлению данного экземпляра.
Так как сейчас спектроскопистам практически не приходится рассчитывать и изготовлять оптику спектральных приборов, то все относящиеся сюда вопросы здесь не излагаются. Желающие с ними ознакомиться могут обратиться к литературе [4.2, 4.3, 4, 7 и 1.4]. При необходимости собрать спектральный прибор с относительным отверстием меньше 1 : 15 можно воспользоваться простыми менисковыми линзами с отношением радиусов кривизны 1 : 6. Этому отношению соответствует минимум сферической аберрации. Мениски должны располагаться выпуклой стороной к диспергирующему элементу (рис. 4.3). При отсутствии подходящих менисков можно применять соответственно расположенные плоско-выпуклые линзы. Для приборов с большим относительным отверстием годятся хорошие фотографические объективы соответствующих размеров.
Во всех случаях следует считаться с тем, что приборы, собранные из случайной оптики, будут обладать меньшей разрешающей способностью, чем приборы, выполненные по специальному расчету. Однако для некоторых исследований дешевые самодельные приборы могут оказаться эффективными. В первую очередь это относится к монохроматорам.
§ 1] КОНСТРУКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ ПРИЗМЕННЫХ И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ 99
Оптика приборов, предназначенных для видимой области спектра, изготовляется из стекла. В ультрафиолетовой области основным материалом для изготовления линз служит кристаллический кварц. Чтобы уменьшить влияние двойного лучепреломления, линза вырезается из монокристалла кварца перпендикулярно его оптической оси.
Рис 4 3. Схема спектрального прибора с простыми менисковыми линзами: S — щель, Л, — коллиматорная линза, Л2 — камерная линза, D — диспергирующий элемент.
В связи с малой толщиной линзы поглощение кварца здесь играет] меньшую роль, чем при изготовлении призмы. Иногда изготовляют ахроматические, обычно кварц-флюоритовые объективы. Были также опыты по применению пары кварц — фтористый литий.
Рис. 4 4. Схема спектрального прибора с зеркальной фокусирующей оптикой: S — щель, — коллиматорный зеркальный объектив, — камерный зеркальный объектив, D — диспергирующий элемент.
В некоторых типах приборов для уменьшения сферической и других аберраций кварцевые объективы состоят из двух линз. Изготовляют также линзы с асферической поверхностью.
Наряду с линзовой оптикой в спектральном приборостроении применяются зеркала. Наиболее часто употребляют сферические зеркала с отражающим слоем из алюминия. Алюминиевые слои специальной обработкой защищают от атмосферных воздействий. Однако при работе с зеркалами надо соблюдать большую осторожность, чтобы не повредить нежной поверхности отражающего слоя.
Свет, идущий к зеркалу, не должен экранироваться диспергирующим элементом, поэтому всегда приходится использовать пучки, составляющие значительный угол наклона с оптической осью зеркала. Кроме того, приходится располагать диспергирующий элемент довольно далеко от зеркала (рис. 4.4). Зеркала обычно дают больше рассеянного света, чем линзы.
Все это ограничивает применение зеркальной оптики. С другой стороны, она обладает несомненным преимуществом, так как совершенно не вносит 7*
100
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
 а.)	&)
Рис. 4.5. Взаимное расположение объектива коллиматора и диспергирующего элемента: а) выгодно, б) невыгодно; Л — объектив, D — диспергирующий элемент.
Диаметры объективов коллиматора и
Рис. 4.6. Виньетирование наклонных пучков при недостаточных размерах камерного объектива. Обрезанные части пучков для Xi н %3 заштрихованы
хроматической аберрации. Одно и то же зеркало может быть использовано в широкой спектральной области от вакуумной ультрафиолетовой до далекой инфракрасной. Кроме того, при больших относительных отверстиях зеркало дает больший световой поток, чем сложный объектив. Коэффициент отражения хороших зеркал 75-85%.
В последнее время зеркальная оптика находит все более широкое применение, особенно для светосильных монохроматоров. При больших относительных отверстиях сферические зеркала иногда заменяют внеосевыми параболическими, обеспечивающими лучшее качество изображения.
камеры определяются размерами
диспергирующего элемента. Для полного его использования проекция диспергирующего элемента на плоскость коллиматорного объектива должна в него вписываться (рис. 4.5, а). Невыгодно вписывать в эту проекцию объектив, так как стоимость изготовления большого диспергирующего элемента выше, чем стоимость соответственно увеличенного объектива. Поэтому выгоднее использовать всю площадь призмы или решетки, чем всю площадь объектива. Кроме того, при расположении, показанном На рис. 4.5, б, происходит некоторое уменьшение теоретической разрешающей силы вследствие уменьшения поперечного сечения верхней и нижней части пучка.
У спектрографов камерный объектив всегда должен быть больше коллиматорного. Это связано с тем, что камер
ный объектив отстоит от диспергирующего элемента на некотором расстоянии а и не должен виньетировать (обрезать) наклонные пучки лучей (рис. 4.6). Чем больше расстояние а, угловая дисперсия и исследуемая область спектра, том больше должен быть камерный объектив. В ряде приборов виньетирование крайних участков спектра все же очень значительно. У монохроматоров диаметры обоих объективов должны быть одинаковыми.
Кассетная часть. В приборах, имеющих фотоэлектрическую регистрацию, приемник света располагается после выходной щели прибора. Одна или несколько выходных щелей, устройство которых аналогично устройству входных, крепятся в соответствующих участках фокальной поверхности. Конструкции креплений и юстировочных приспособлений очень разнообразны и зависят от устройства прибора.
1] КОНСТРУКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ ПРИЗМЕННЫХ И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ Ю1
На рис. 4.7 приведена простая конструкция светонепроницаемого сочленения монохроматора с приемником излучения, допускающая небольшие перемещения для юстировки или сканирования.	~|_________
В спектрографах фотографическая пла-	I------
стинка или пленка помещается в кассету.
Внутри кассеты имеется металлическая на- _____________[“	-,
правляющая, которая воспроизводит про-	-----•
Филь фокальной поверхности. Фотографичс; Рис 4 7 Светонепроницаемое сочле-ская пластинка прижимается к фокальной	нение.
поверхности сильными пружинами, укрепленными в крышке кассеты. Кассета укрепляется в держателе, который обеспечивает достаточно жесткую ее установку и обычно допускает изменения угла наклона кассеты к оптической оси. Чтобы получить на одной
Рис. 4.8. Конструкция вкладыша в кассету. Общий вид (а) и разрез вкладыша в собранном виде (б); 1 — вкладыш, 2 — пленка, 3 — прижимная пластинка.
пластинке серию спектров, кассету перемещают перпендикулярно направ-лению дисперсии. Для этого служат салазки, иногда снабженные фик
саторами положения кассеты.
При использовании фотопленок изготовляют специальный вкладыш (рис. 4.8). Размеры вкладыша должны соответствовать размерам фото-
Рис. 4.9. Кассета для фотопленки фирмы Hilger.
нии в кассету такая пластинка сразу
пластинок, для которых предназначена кассета.
Имеются также специальные’кас-сеты для фотопленки с барабаном для перемотки и устройством для обрезки кусков пленки (рис. 4.9).
Смещение кассеты во время экспозиции может привести к размытию линий или появлению у них спутников. Если фокальная поверхность имеет большую кривизну, то изгибаемые по ее профилю пластинки часто лопаются, иногда во время съемки. Чтобы этого избежать, нужно применять специальные пластинки
из тонкого стекла, а при отсутствии их надрезать пластинку алмазом в двух, трех местах. При вставле-треснет по надрезам, которые можно
сделать в маловажных для нас участках спектра.
102
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
рельсов и рейтеров, входящих в комплект
а;	<9
Рис. 4.10 Стандартный рельс и рейтер, выпускаемые Л ОМ О (а), и рельс и рейтер от оптической скамьи ОСК-2, выпускаемые Новосибирским приборостроительным заводом (б).
Рельс и рейтеры. Почти все типы спектральных приборов снабжаются оптическим рельсом, на котором крепятся рейтеры, несущие проектирующую оптику, источники света и другие детали установки.
Рейтеры несут столики или оправы, часто с микрометрическими винтами для юстировки деталей. Профили рельсов и конструкция рейтеров показаны на рис. 4.10. Поверхности рельсов и внутренние поверхности скользящих по ним рейтеров тщательно обработаны.
Опыт работы большинства лабораторий показывает, что количество отечественных приборов, недостаточно для экспериментальной работы, и их следует приобрести или изготовить дополнительно.
Основание и корпус прибора. Все детали в большинстве современных приборов крепятся па жестком металлическом основании, которое покрывается легким металлическим корпусом, предохраняющим внутренние части прибора от проникновения света и пыли.
Общее основание для всей оптики прибора обеспечивает необходимую
жесткость конструкции и юстировку закрепленных на нем деталей. Иногда детали монтируются внутри литого металлического корпуса. Крепление объективов в отдельных трубах, как это делалось в старых приборах, встречается теперь редко.
В старых спектрографах корпусы иногда изготовлялись из дерева. Приборы с такими корпусами легко дефокусируются при изменении влажности воздуха в помещении. В современных приборах дерево почти не используется.
Чтобы уменьшить количество попадающего на приемник рассеянного излучения, корпус и все металлические детали, расположенные в нем, красят черной матовой краской, обеспечивающей поглощение до 90% падающего на нее излучения.
Дополнительное поглощение рассеянного и отраженного от оптических деталей света часто осуществляется специальными диафрагмами и экранами.
Большие размеры корпуса облегчают устранение рассеянного света с помощью диафрагм. Поэтому в некоторых приборах (например, спектрограф К-24) корпус делается несколько больше, чем это необходимо, исходя из размеров оптики.
Приспособления для определения длин волн. Для определения длин волн в спектроскопах обычно имеется шкала, видимая в поле зрения прибора рядом со спектром или наложенная на него. В спектрографах такая шкала может быть впечатана на фотопластинку в контакте со спектром. В монохроматорах и спектрофотометрах барабан, поворачивающий диспергирующую систему, обычно снабжен шкалой длин волн. В приборах, записывающих спектр на ленту самописца, отметки длин волн также записываются или впечатываются на эту же ленту.
Обычно эти устройства предназначаются не для точного измерения длин волн, а для их приближенной оценки. Конструкция самого спект
§ 21
ПРИБОРЫ ДЛЯ ВИЗУАЛЬНЫХ НАБЛЮДЕНИЙ
103
рального прибора, как правило, может обеспечить значительно большую точность измерения. Кроме того, эти приспособления могут смещаться относительно своего правильного положения. Это может происходить вследствие механического смещения шкалы или диспергирующего элемента, смещения спектра при юстировке прибора, температурного смещения и т. п. Во всяком случае, при желании пользоваться шкалой прибора для количественных измерений, ее нужно проверять по спектру с легко определяемыми известными линиями. Чаще всего для этого применяют разрядные трубки, содержащие ртуть, водород или гелий.
Гартмановская диафрагма. Для выделения отдельных участков щели применяется пластинка с вырезом, • носящая название гартмановской диафрагмы. В стигматических приборах она помещается перед щелью.
Рис. 4.11. Гартмановская диафрагма.
Перемещая диафрагму, можно последовательно сфотографировать ряд спектров без перемещения кассеты или других деталей прибора.
Формы такого рода диафрагм бывают различными. Иногда они снабжаются шкалой для определения положения диафрагмы. Наиболее типичная гартмановская диафрагма представлена на рис. 4.11.
§ 2.	Приборы для визуальных наблюдений
Визуальные спектральные приборы обладают рядом серьезных недостатков по сравнению с фотоэлектрическими и фотографическими. В первую очередь здесь следует упомянуть ограничение исследуемой области спектра (4000—7000 А). Очень яркие участки спектра видны до 3600 А, а по некоторым данным — до 3100 А. Для визуального наблюдения ультрафиолетовой области в некоторых приборах использовался прозрачный флуоресцирующий экран, расположенный в фокальной плоскости окуляра.
Яркие участки ультрафиолетовой области спектра можно наблюдать с помощью люмипесцирующего уранового стекла, вставленного вместо пластинки в кассету спектрографа.
Квантовый выход всех люминесцирующих экранов меньше единицы, кроме того, возбужденный свет люминесценции распространяется изотропно в пределах телесного угла 4л. Поэтому энергия, попадающая в глаз с поверхности люминесцирующего экрана, гораздо меньше, чем при непосредственном наблюдении спектра.
Другой важный недостаток визуальных приборов — качественный характер исследований. Кроме того, при длительных измерениях относительно слабых свечений сильно утомляются глаза.
Преимуществом визуальных приборов является быстрое и непосредственное получение результатов, дешевизна и простота обслуживания.
Карманные спектроскопы. Наиболее широко распространенный визуальный прибор—небольшой, так называемый карманный, спектроскоп. Диспергирующим элементом в нем обычно служит призма прямого зрения, а фокусирующей системой — одна линза. Схема прибора показана на
104
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
рис. 4.12. Присущий такой схеме значительный астигматизм в данном случае несуществен.
Некоторые приборы такого типа снабжены щелью регулируемой ширины, шкалой длин волн, налагающейся на спектр, и устройством для получения спектра сравнения.
Внешний вид и схема такого спектроскопа, выпускаемого фирмой Huet, приведены на рис. 4.13. Разрешающая способность прибора около
Рис. 4.12. Схема карманного спектроскопа: 1 —щель, 2 —призма Амичи, з —линза.
1000, что достаточно для идентификации линий в простых спектрах — ртути, водорода, гелия, полос азота и т. д. В прибор удобно наблюдать и спектры флуоресценции и поглощения.
Такого рода спектроскоп необходим в каждой лаборатории. С его помощью иногда можно легко и быстро определить газ по его свечению
Рис. 4.13. Внешний вид (а) и схема (б) спектроскопа фирмы Huet; F — щель, ОЬ — объектив, — призма Амичи, Р2 — поворотная призма для^получепия спектра сравнения, Е — шкала длин волн
в разрядной трубке, определить марку светосостава или металл, из которогс сделаны электроды дуги.
Стилоскопы и стилометры. Другой широкий класс визуальных прибо ров — специальные спектроскопы для спектрального анализа. Их диспер гирующая система состоит из двух и более призм, фокусное расстояни объективов 20—40 см; они снабжаются устройством, позволяющим пере ходить от одного участка спектра к другому. Эти приборы первоначальн предназначались для анализа сталей и получили название стилоскопое Приборы, снабженные фотометрической головкой для сравнения яркосте линий, называются стилометрами.
§ 2]
• ПРИБОРЫ ДЛЯ ВИЗУАЛЬНЫХ НАБЛЮДЕНИЙ
105
Схема наиболее распространенного отечественного стилоскопа СЛ-11А приведена на рис. 4.14.
В ряде случаев удобен переносный прибор, позволяющий изучать спектры тяжелых деталей, которые трудно поднести к прибору. Для этого применяется прибор СЛП-1.
Рис 4 14. Оптическая схема стилоскопа СЛ-11А: 1 — щель, 2 — поворотная призма, з — объектив, 4,5 — двухпризменная автоколлимационная диспергирующая система, 6 — поворотная призма, 7 — зеркало, 8 — окуляр, 9 — фотометрический клин, ю, 11 и 12 — трехлинзовая конденсорная система.
Французский стилоскоп фирмы Huet снабжеп двумя коллиматорами, расположенными под углом 90° (рис. 4.15, а). Благодаря этому можно
Рис. 4 15. Внешний вид стилоскопа фирмы Huet (а) и наблюдаемый с его помощью спектр двух образцов (б).
одновременно наблюдать спектры двух источников, как показано на рис. 4.15, б.
На рис. 4.16 показана оптическая схема стилометра СТ-7. Спектр проектируется в плоскости, проходящей через центр гипотенузной грани призмы 1. В центре этой грани нанесена полоска отражающего слоя. Таким образом, участок спектра, попадающий на эту полоску, идет по левой ветви, остальная часть спектра — по правой. В обеих ветвях установлены фотометрические клинья 2, 3, позволяющие в широких* пределах менять отношения коэффициентов пропускания обеих ветвей для уравнивания яркостей линий. К клиньям прикреплены отсчетные шкалы, проектируемые
106
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
на экран. Предусмотрено продольное перемещение призмы 4 и объектива 5. При этом удается почти вплотную приблизить спектральные линии, отстоя-
щие на несколько десятков ангстрем по спектру. Это необходимо для более точного уравнивания яркостей линий.
§ 3.	Монохроматоры
Конструкции монохроматоров отличаются большим разнообразием. В настоящее время приборы с линзовой оптикой и призмами постепенно вытесняются приборами с дифракционными решетками и зеркальными объективами. В основном это связано с большей светосилой таких приборов. Кроме того, их основные свойства (дисперсия и разрешающая способность) слабо зависят от длины волны, что позволяет использовать один прибор в очень широкой области спектра. Чаще всего они комплектуются репликами, иногда сменными. Однако призменные монохроматоры пока широко распространены, в особенности для видимой части спектра.
Двойные монохроматоры. Для широкого
а)
Рис. 4.16. Схема фотометрического класса спектроскопических задач очень суще-устройства стилометра ст-7 ственно отсутствие рассеянного света. Наиболее действенный способ улучшения монохроматической селекции излучения — применение в одном приборе двух последовательно расположенных монохроматоров. Такое устройство называется двойным монохроматором. В нем выходная щель первого монохроматора
Рис. 4 17. Схема двойного монохроматора с противоположно (а) и с одинаково (б) направленными дисперсиями.
служит входной щелью второго. Есть две основные схемы двойного монохроматора — с одинаково и с противоположно направленными дисперсиями (рис. 4.17). В первом случае дисперсия и разрешающая способность всей
§ 3]
МОНОХРОМАТОРЫ
107
системы равна сумме дисперсий и соответственно разрешающих способностей обоих приборов. Во втором — общая дисперсия равна нулю, а ширина выделенного спектрального интервала определяется только инструментальным контуром первого монохроматора. Второй же—лишь устраняет рассеянный свет. При одинаково направленных дисперсиях монохроматоров кривизна спектральных линий на выходе удваивается, при противоположно направленных — кривизна, вызываемая первой призмой или решеткой, компенсируется второй. Последнее является важным преимуществом такой схемы.
В связи с большим количеством преломляющих и отражающих поверхностей пропускание двойного монохроматора очень невелико, а необходимая точность устройства и юстировки выше, чем у одинарного. Поэтому их рационально применять только в необходимых случаях.
Многие типы современных монохроматоров снабжаются приспособлением для сканирования и фотоэлектрической записи спектра, а иногда и кассетой для фотографической регистрации.
Призменные монохроматоры с линзовой оптикой. Наиболее распространенным отечественным прибором этого класса является монохроматор УМ-2, предназначенный для видимой части спектра. Прибор снабжен двумя сменными призмами Аббе. Для исследования красной части спектра применяется призма из более тяжелого флинта (ТФ-3) с большой дисперсией. Для коротковолновой области служит призма из стекла ТФ-1, более прозрачного в фиолетовой части спектра, по обладающего меньшей дисперсией. Действующее сечение пучка имеет диаметр 45 мм. В монохроматоре применяются два одинаковых ахроматических объектива с фокусом 280 мм.
Оптическая схема прибора приведена на рис. 4.18. Призма вращается с помощью винта, на барабане которого нанесены деления в произвольных единицах, так
что прибор нуждается в градуировке. Простой и дешевый монохроматор, собранный по той же схеме, выпускался одно время экспериментальными мастерскими НИФИ ЛГУ. Ими же выпускался двойной монохроматор с одинаково направленными дисперсиями и кварцевый монохроматор постоянного отклонения. Последний прибор содержит предложенную Фришем диспергирующую систему, состоящую из двух половинок призмы Корню, разделенных поворотным зеркалом, и ахроматические объективы кварц — NaCl.
Светосильные призменные монохроматоры с линзовой оптикой выпускаются рядом фирм, в частности, монохроматор Hilgcr-296, снабженный сменными кварцевыми и стеклянными призмами с размерами преломляющих граней 178 X 114 мм2.
Призменные монохроматоры с зеркальной оптикой. Характерным представителем этого класса приборов является монохроматор ЗМР-З. Его оптическая схема представлена на рис. 4.19. Призма прибора сменная —
Рис. 4.18.
Монохроматор УМ-2 (оптическая схема).
Рис 4 19. Оптическая схема монохроматора ЗМР-З.
108
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
кварцевая или стеклянная с преломляющим углом 56° и основанием 64 мм. Фокусирующей оптикой служит параболическое алюминированное зеркало с фокусным расстоянием 270 мм. Плоское зеркало поворачивается винтом, снабженным барабаном со шкалой. Таким образом происходит изменение длины волны. В отличие от описанных монохроматоров с постоянным отклонением, у которых призма для любой длины волны установлена в минимуме отклонения, в монохроматоре ЗМР-З это условие выполнено только для средней длины волны. Рабочая область спектра — 0,22—2,5 мкм.
В аналогичном приборе SPM-1 фирмы Zeiss применена установка Вод-сворта, обеспечивающая постоянное отклонение. Оптическая схема прибора показана на рис. 4.20. Прибор снабжен сменными призмами из плавленого
Рис. 4.20. Оптическая схема монохроматора Реи. 4 21. Оптическая схема двойного ыоно-SPM-1 фирмы Zeiss.	хроматора ДМР-4.
кварца, тяжелого флинта, фтористого лития, а также NaCl, KBr, KRS-5 (Т1Вг-ТП). Щелочно-галогенные призмы предназначены для работы в инфракрасной области. Выходная щель монохроматора изогнута. Фокусное расстояние обоих зеркал 352 лл1, диаметр 53 мм.
В двойном призменном монохроматоре ДМР-4 диспергирующими элементами служат сменные кварцевые и стеклянные призмы (рис. 4.21). Призмы установлены в автоколлимационной схеме. Их столики синхронно вращаются с помощью одного механизма, приводимого в движение барабаном со шкалой длин волн. Дисперсия обеих призм суммируется. Зеркала 1 ти 4 — сферические, с фокусным расстоянием 343 мл, зеркала 2 и 3 — внеосевые параболические с F = 151 лл1. Действующее сечение пучка 13 см2. Все щели монохроматора изогнуты.
Призменные монохроматоры с зеркальной оптикой применяются также во многих конструкциях спектрофотометров.
Монохроматоры с дифракционной решеткой. В дифракционных монохроматорах, не предназначенных для вакуумной области спектра, обычно применяются плоские решетки и фокусирующая оптика со сферическими или параболическими зеркалами. При конструировании монохроматоров с небольшим фокусом и большой площадью диспергирующего элемента приходится иметь дело с пучками, идущими под большим углом к оптической оси и с зеркалами, имеющими большое относительное отверстие. Чтобы в этих условиях избавиться оз значительных аберраций, приходится иногда пользоваться асферическими, в первую очередь внеосевыми, параболическими зеркалами.
В дифракционных монохроматорах широко используются схемы Эберта и Черни — Турнера.
§ з]
МОНОХРОМАТОРЫ
109
Схема Эберта, наиболее часто применяемая в длиннофокусных монохроматорах и спектрографах с плоскими решетками, показана на рис. 4.22.
Объективом коллиматора и камеры служит сферическое зеркало 1. Пучок,’идущий от щели 2 и отраженный от поворотного плоского зеркала 3, после коллимирования зеркалом 1 падает на решетку 4, которая может
Рис. 4.22. Схема Эберта,
вращаться вокруг оси 5. Дифрагированный свет после отражения от зеркала 1 падает на выходную щель. В случае спектрографа он образует спектр на фокальной поверхности прибора 6. Легко понять, что размеры зеркала в монохроматоре лишь немного должны превышать размер дифракционной решетки. В спектрографе разные участки зеркала служат для отражения разных частей спектра. Поэтому размер зеркала в направлении дисперсии
должен равняться сумме ширины ре шетки и длины фотографируемого участка спектра. В короткофокусных
Рис. 4 23 Оптическая схема монохроматора МДР-2.
Рис. 4.24. Оптическая схема монохроматора фирмы Jarrell Ash.
монохроматорах пучки падают на зеркало под большими углами к оси и схема Эберта приводит к значительным аберрациям. Поэтому в таких монохроматорах чаще применяется схема Черни — Турнера с двумя зеркалами. По такой схеме собран прибор МДР-2 (рис. 4.23). Объективами служат сферические зеркала с фокусом 400 .юи. Прибор снабжен тремя сменными решетками площадью 140 X 150 ли2, используемыми в первом порядке. Решетки имеют 300 штр/мм для области спектра 1—2,5 мкм, 600 штр/мм для 0,5—1,25 мкм и 1200 штр/мм для 0,2—0,6 мкм. При использовании всей площади решетки аберрации заметно снижают разрешающую силу. Поэтому прибор снабжен двумя диафрагмами, уменьшающими относительное отверстие прибора от 1 :2,5до1 : 10 или 1 : 15. При использовании диафрагмы значительно уменьшается световой поток на выходе прибора, но улучшается его монохроматичность.
На рис. 4.24 показан ход лучей в простом монохроматоре Jarrell Ash, собранном по схеме Эберта. Фокусное расстояние зеркала 25 cat. Прибор
110
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
снабжен ^сменными щелями постоянной ширины. Основной щели 0,1 мм соответствует полоса пропускания 3,2 А. Применять более узкие щели невыгодно, так как инструментальный контур уширен аберрациями и получить его уже 3—4 А нельзя. Два монохроматора легко объединяются в один двой-ной(рис. 4.25). При этом легко сочленяются механизмы вращения их решеток.
Рис 4 25. Двойной монохроматор фирмы Jarrell Рис 4.26 Оптическая схема дифракционного
Asli, составленный из двух одинарных.	монохроматора McPherson-218.
Такой «тандем-монохроматор» снабжен сменными решетками 1180 штр/мм с углом блеска для 3000 и 6000 А. Прибор снабжен устройством для фото
электрического сканирования спектра.
По аналогичной схеме построен монохроматор СД, выпускаемый мастерскими НИФИ ЛГУ. Прибор рассчитан на область спектра 0,25—1,3 мкм. Фокусное расстояние коллиматорного зеркала 700 мм, размер заштрихованной части решетки 80 X 70 мл<2, обратная дисперсия при работе во втором порядке для решетки, имеющей 600 штр/мм, — 12 А/мм.
В рассмотренных схемах дифракционных монохроматоров имеются дополнительные плоские зеркала для поворота пучков. Они вызывают допол-
нительные потери света и служат причиной лишнего рассеянного излучения. Свободен от этих недостатков мо-
Рис 4 27 Внешний вид монохроматора McPherson-218
нохроматор фирмы Mc-Pherson со скрещенными пучками. Модель 218 имеет схему, показанную на рис. 4.26. Асферические зеркала имеют фокус 30 см. Шесть сменных дифракционных решеток (75—2400 штр/мм) позволяют использовать прибор от 1050 А до 16 мкм. Для работы в области длин волн короче 2000 А прибор можно откачивать. Конструкция держателя решетки и самих решеток позволяет легко заменять их
без дополнительной фокусировки прибора. Монохроматор снабжен фотоэлектрическим устройством,
позволяющим регистрировать спектр, сканируя его вручную или мотором с двенадцатью скорости Sih. Внешний вид прибора без откачивающей и регистрирующей систем показан на рис. 4.27.
Длиннофокусный монохроматор, построенный по схеме Эберта, выпускается экспериментальными мастерскими НИФН ЛГУ под названием
§ 3]
МОНОХРОМАТОРЫ
111
ДАС-1. Зеркало этого прибора имеет фокусное расстояние 2 м. Он снабжается решеткой, имеющей 1200 или 600 штр/мм. площадью 8x9 см2. При щелях 0,01 мм теоретическая разрешающая способность решетки реализуется практически полностью. Сканирование спектра осуществляется поворотом решетки, регистрация — фотоумножителем с записью на самопишущий потенциометр.
Схема Черни — Турнера используется в двойном монохроматоре ДФС-12. В нем применено оригинальное расположение решеток «спиной друг к другу» (рис. 4.28). Обе решетки вращаются вокруг одной оси, и это обеспечивает
Рис. 4 28 Оптическая схема двойного монохроматора ДФС-12.
автоматическое согласование углов поворота. В двойных монохроматорах, построенных по другим схемам, это обычно достигается прецизионными механическими устройствами. Спектр регистрируется фотоэлектрически и записывается с помощью электронного потенциометра.
Фокальный монохроматор. Аналогично описанной ранее призме Фери можно построить прибор, в котором линза будет играть роль и фокусирующего и диспергирующего элементов. Такое устройство известно под названием
Рис. 4.29 Принципиальная схема фокального монохроматора.
фокального монохроматора. Одна из возможных его схем показана на рис. 4.29. Свет от точечного источника 1, которым может быть искра, лампа сверхвысокого давления, либо отверстие в непрозрачном экране, освещенное светом протяженного источника, фокусируется линзой 2, центр которой закрыт экраном 3. Вследствие хроматической аберрации фокусы лучей для длин волн Z.J, Х2 и Х3 находятся на разных расстояниях от поверхности линзы. Если поместить в соответствующее место диафрагму 4, диаметр которой равен диаметру изображения диафрагмы 1, то она выпустит лучи с длиной волны Х2. Экран, закрывающий центральную часть линзы, создает полость в конусе лучей, обеспечивая достаточную чистоту выделяемого участка спектра. Для
112
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
изменения длины волны выходящего излучения можно перемещать вдоль оптической оси либо одну из диафрагм, либо саму линзу. Такое устройство обладает большей светосилой, чем обычные призменные монохроматоры, но разрешающая способность его довольно низка. Поэтому можно применять линзы с большим относительным отверстием и невысокого оптического качества, в том числе полые линзы, наполненные жидкостями, имеющими большую дисперсию.
Иногда применяются фокальные монохроматоры, собранные по более сложной схеме с двумя и более линзами, что обеспечивает лучшую моно-хроматизацию. Их размеры и конструкция могут меняться в широких пределах в зависимости от желаемой величины светового потока и степени монохроматизации, а также от имеющейся оптики. Чаще всего фокальные монохроматоры применяются для выделения ультрафиолетовой области спектра, необходимой при возбуждении флуоресценции и в других подобных работах.
В табл. 4.1 приведены примерные значения полуширины участков спектра, выделяемых кварцевым и стеклянным фокальными монохроматорами [6].
Таблица 4.1
Л, А	ДХ (кварц)	(стекло)	X, А	ДХ (кварц)	ДХ 1 (стекло)	X, А	ДХ (кварц)	ДХ (стекло)
2000	26		3600	160		6000		180
2600	55	—	4000	230	45	7000	—	290
3000	90	—	5000	—	100	7500	—	360
§ 4.	Призменные спектрографы
До настоящего времени наибольшее число спектроскопических исследований осуществляется фотографическими методами. Поэтому по разнообразию конструкций, размеров и оптических параметров спектрографы занимают, вероятно, первое место среди других спектральных приборов.
Рис. 4 30. Общий вид 10,7-мстропого спектрографа NBS.
Светосильный прибор для фотографирования спектра свечения ночного неба имеет фокусное расстояние камерного объектива всего несколько сантиметров. В большом спектрографе Американского Бюро Стандартов (NBS), предназначенном для точного измерения длин волн, радиус кривизны вогнутой решетки составляет 10,7 м (рис. 4.30).
Ч 4]
ПРИЗМЕННЫЕ СПЕКТРОГРАФЫ
113
Спектрографы подразделяются на приборы для видимой и ультрафиолетовой области. В обоих случаях обычпо употребляются одно- и многопризменные системы, а также плоские и вогнутые решетки.
Призменные приборы для видимой области. Основной диспергирующей системой приборов для видимой области спектра является трехпризменная
Рис 4 И Внешний вид установки для спектрального анализа со спектрографом ИСП-51 с камерой F — 270 лии.
Рис. 4.32 График угловой дисперсии ИСП-51.
система Фсрстерлинга, описанная ранее. Наиболее распространенным прибором, построенным по такой схеме, является спектрограф ИСП-51 (рис. 4.31). Призмы этого прибора изготовлены из стекла ТФ-1. Основание призм 70 ли, преломляющий угол 63°. Угловая дисперсия при установке призменной системы в минимуме отклонения для X —4713 А показана на рис. 4.32. Спектрограф ИСП-51 имеет, ряд сменных камер. Камера с объективом 120 мм имеет относительное отверстие d/F = 1 : 2,3. Ввиду большой толщины объектива, состоящего из двух ахроматических линз, наклонные лучи сильно диафрагмируются и действующая площадь пучка на краях спектра гораздо меньше, чем в середине. Поэтому спектральную область, для которой важна наибольшая светосила, нужно поворотом призм выводить на середину спектра. При перемещении призм все они остаются в минимуме отклонения для луча, идущего вдоль оптической оси камеры. Фокусное расстояние объектива коллиматора 304 мм. Поэтому спектрограф с камерой F = 120 ли
работает с уменьшением примерно в два с половиной раза. Это необходимо учитывать при выборе ширины и высоты щели. Так как фотопластинка обычно не позволяет разрешить более 100 лин/мм, ширину щели спектрографа при работе с короткофокусной камерой нужно брать не менее 0,03-0,05 мм.
Длина всего спектра (3600—10 000 А) с камерой F = 120 ли составляет 46 мм, и он легко умещается на пластинке 6x9 см2, на которую рассчитана кассета прибора.
Вторая камера имеет фокусное расстояние 270 ли. При этом прибор имеет увеличение 0,89; относительное отверстие объектива камеры 1 : 5,5. Общая длина спектра 106 л«л1, и он не помещается на девятисантиметровой 8 А. Н. Зайдель и др.
114
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
пластинке. В приборе ИСП-51 можно использовать камеру УФ-89 (УФ-84) с фокусным расстоянием 800 мм. При этом стандартный коллиматор заменяется коллиматором УФ-61 с объективом F = 800 мм. Кривая обратной линейной дисперсии прибора с камерой УФ-89 была показана на рис. 3.14.
Для спектрографа ИСП-51 выпускается также автоколлимационная камера УФ-90 с фокусом 1300 мм. При этом на место коллиматора ставится плоское зеркало и система превращается в шестипризменную. Ставить камеру УФ-90 на спектрограф ИСП-51 с обычной призменной системой практически бесполезно. При той большой дисперсии, которая получается с камерой УФ-90 в автоколлимационной установке, дефекты обычных призм становятся заметными. Поэтому камеру УФ-90 целесообразно применять только со специально изготовленной призменной системой повышенного качества (ИСП-51 А).
Для всех камер, кроме автоколлимационной, фокальная поверхность достаточно плоская, а нормаль к ней наклонена к оптической оси на небольшой угол 5—10°. Поскольку фокальная поверхность у камеры УФ-90
Рис. 4.33. Светосильный спектрограф фирмы Huet.
сильно искривлена, камера снабжается кассетой для пленки. Кривая обратной дисперсии этого варианта спектрографа также была показана на рис. 3.14. В настоящее время при относительной доступности дифракционных решеток и высококачественных реплик применение многоприэменных приборов для получения такой большой дисперсии представляется дорогим и нерациональным.
Прототипом спектрографа ИСП-51 послужил трехпризмепный прибор фирмы Carl Zeiss (Jena), которая и сейчас выпускает спектрографы с аналогичными параметрами.
Светосильные стеклянные спектрографы для наблюдения слабых свечений, в частности, свечения ночного неба, выпускает французская фирма Huet. На рис. 4.33 приведена фотография одного из таких спектрографов. Его основные данные: объектив коллиматора F = 1350 мм, диаметр 240 ,к.и; объектив камеры F = 160 мм, диаметр 246 мм, D/F = 1 : 0,65. Диспергирующая система — две призмы из тяжелого флинта с преломляющим углом 50°. Длина преломляющей грани 330 мм, высота 240 мм. Длина спектра в интервале 4340—7680 А—125 мм. Обратная линейная дисперсия в синей области 135 К/мм, у красного конца спектра 360 Х/мм.
Призменные спектрографы для ультрафиолетовой области. До недавнего времени все призменные спектрографы для ультрафиолета делались с оптикой из кристаллического кварца. Однако вследствие оптической анизотропии кварца (двойное лучепреломление и вращение плоскости поляризации) построение многопризменпых приборов было невозможно. Призма
§ 4]
ПРИЗМЕННЫЕ СПЕКТРОГРАФЫ
115
Корню и эквивалентная ей 30-градусная автоколлимационная призма сводят к нулю влияние анизотропии кварца лишь для лучей, идущих строго в минимуме отклонения. Этому условию в спектрографе удовлетворяет лишь узкий участок в середине спектра и на краях спектра линии оказываются расщепленными. При прохождении второй призмы расщепление линий усиливается
и в результате инструментальный контур линии не только не сужается, но даже уширяется, что делает введение второй призмы бессмысленным.
Основным прибором для исследования области 2200—4000 А является спектрограф ИСП-22 и его модификации ИСП-28 и ИСП-30. Приборы построены по оригинальной зеркально-линзовой схеме, благодаря применению которой, а также вследствие малых размеров призмы достигается практи-ески плоская фокальная поверхность на протяжении всей рабочей области спектра (от 2000 до 6000 А). Схема прибора показана на рис. 4.34. Его кривая обратной дисперсии показана на рис. 3.14.
Технические данные спектрографа ИСП-28 (ИСП-22)
Рабочий диапазон спектра Длина спектра Фокусное расстояние коллиматора Относительное отверстие коллиматора Фокусное расстояние объектива камеры (2573 А) Относительное отверстие камерного объектива	2000—6000 А 220 мм 703 мм (600 мм) 1 :17,5 (1 :15) 830 мм 1 : 21
Размеры призмы Корню: преломляющий угол основание высота	60° 47 мм 30 мм
Приборы ИСП-22 и ИСП-28 различаются только фокусным расстоянием коллиматора. Хорошо отъюстированный прибор должен полностью разрешать
триплет железа 3100 А (3100,67; 3100,31; 3099,97 А). Спектрограф работает с небольшим увеличением в пределах 1,2—1,5. Призма установлена в минимуме отклонения для к — 2573 А.
Спектрограф ИСП-30 отличается от предыдущих моделей наличием плоского зеркала, изменяющего ход лучей после призмы (рис. 4.35). Это позволяет уменьшить габариты прибора. При этом,
Рис 4 35. Оптическая схема ИСП-30.
однако, примерно на 20% уменьшается прозрачность, появляется дополнительный источник рассеянного света и искажений фронта волны, связанных с ошибками зеркала.
8*
116
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
Описанные спектрографы отличаются довольно малой светосилой и в этом отношении их значительно превосходит прибор К-24 (Q-24) или спектрограф
Рис 4.36. Спектрограф Q-24.
Е-498 фирмы Hilger. Кривая дисперсии спектрографа К-24 дана на рис. 3.14, а внешний вид — на рис. 4.36.
Технические данные спектрографа К-24
Кварцевая 60°-ная призма Корню:
преломляющая грань
Объективы:
фокусное расстояние объектива коллиматора фокусное расстояние объектива камеры
диаметр обоих объективов
Полезное относительное отверстие (изменяется ирисовой диафрагмой)
Область спектра
Длина спектра
63 X 44 мм2
540 мм (X = 2558 А) 500 мм (Л = 2558 А)
50 мм
1:11,2 — 1 : 30
2000 А 4- 5800 А
223 мм
Описанные спектрографы относятся к числу малых или средних моделей. Около 40 лет назад начали выпускаться большие кварцевые или кварц-стеклянные спектрографы. Начало им было положено спектрографом Е-1
Рис. 4.37. Внешний вид большого автоматического спектрографа Е-742 фирмы Hilger.
фирмы Hilger, затем фирма Zeiss выпустила прибор QG-55. Вскоре после войны у нас был выпущен аналогичный спектрограф КС-55, который впо-
§ 4]
ПРИЗМЕШТЫЕ СПЕКТРОГРАФЫ
117
следствии был заменен прибором КСА-1. Все эти приборы построены по автоколлимационной схеме с фокусным расстоянием объектива около 2 м.
На рис. 4.37 дан общий вид	,
большого автоматического спект-
рографа Е-742 фирмы Hilger, являющегося современной модификацией упомянутого прибора Е-1. Па рис. 4.38 приводится оптическая схема отечественного спектрографа КСА-1, аналогичного по своим параметрам прибору Е-742. Сменная оптика этого прибора,
Рис. 4.38. Оптическая схема спектрографа КСА-1.
кварцевая и стеклянная, распо-
ложена на одном столике, и поворотом соответствующей рукоятки прибор
переводится из положения «кварц» в положение «стекло».
Технические данные спектрографа КСА-1
Длина спектра
Фокусное расстояние для Л = 5893 А
Преломляющая грань призмы
Преломляющий угол
Относительное отверстие Л=6ОООА А. = 4000 А
Л =2000 А
Кварц
550 мм
1896 мм 70 X 50 мм2 30°
1 :41
1 : 35
Стекло
330 мм
1684 мм 120 X 70 мм2 30°
1 : 25,5
1 : 24
Кривая дисперсии прибора дана на рис. 3.14. Указанная кривая соответствует выведению исследуемой области спектра на оптическую ось камеры.
н<------------------- ---------------------------н
а,)
Рис. 4.39. Оптическая схема (а) и внешний вид (б) спектрографа UV-24 фирмы Huet.
Полная длина спектра, даваемого кварцевой оптикой, более чем в два раза превышает максимальную длину применяемой пластинки (длина кассеты 24 см). Поэтому на ней может получиться только один из участков спектра. Для вывода его на пластинку имеется рукоятка, которая с помощью специальных направляющих перемещает столик с оптикой, поворачивает его на нужный угол, а также меняет угол наклона кассеты и передвигает шкалу длин волн. При этом спектр всегда оказывается сфокусированным на
118
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[ГЛ. IV
окружности радиуса та 2,4 м, по которой изгибается фотопластинка в кассете. В случае необходимости дополнительная фокусировка может быть проведена перемещениехм щели, однако обычно этого не требуется и хорошо отрегулированный прибор оказывается автоматически сфокусированным на все области спектра. Это дает возможность получить на одной пластинке последовательно весь спектр, включая видимую и ультрафиолетовую область. Для этого следует сделать три установки прибора и соответственно два раза сместить кассету или гартмановскую диафрагму.
Все описанные типы приборов для ультрафиолетовой области обладают малой светосилой и небольшой угловой дисперсией. Для исследования коротковолновой области сконструирован ряд светосильных приборов. Оптическая схема прибора^иУ-24 фирмы Huet и его внешний вид показаны на рис. 4.39. Объектив коллиматора — кварц-флюоритовый ахромат F — 640 мм', диаметр 63 мм. Объектив камеры — четырехлинзовый кварцевый с относительным отверстием d/F — 1 : 3,5, F = 240 мм. Диспергирующая система — две призмы из плавленого кварца с преломляющим углом 60°. Размер преломляющей грани 75 X 50 лмг2; минимум отклонения для 2573 А. Обратная линейная дисперсия от 7,5 к/мм для 2150 А до 100 к/мм для 4500 А. Угол наклона нормали плоской кассеты к оптической оси камеры 30°.
§ 5.	Дифракционные спектрографы
Спектрографы с плоской решеткой. Основной дифракционный спектрограф, используемый в отечественных лабораториях, — ДФС-8. Он собран по схеме Эберта *) и имеет фокусное расстояние 2,65 м. Внешний вид прибора показан на рис. 4.40. По этой же оптической схеме собран прибор ДФС-13 (рис. 4.41). Обладая большой решеткой и более длиннофокусным
Рис. 4.40. Общий вид ДФС-8.
Рис 4 41. Общий вид ДФС-13.
зеркалом, он имеет значительно более высокую разрешающую силу. Кроме этих промышленных приборов экспериментальными мастерскими НИФИ ЛГУ выпускается спектрограф ДАС-1, собранный также по схеме Эберта. Фокус его зеркала 2 м. Параметры этих спектрографов приведены в табл. 4.2
Более светосильные, относительно небольшие спектрографы с плоскими решетками, собранные по схеме Черни — Турнера, выпускаются за границей. Схема спектрографа фирмы Jarrell Ash приведена на рис. 4.42. Фокусное расстояние зеркал 75 см, решетки площадью 102 X 102 .о2, сменные,
*) Эта схема была вновь придумана Д. С. Рождественским (не знавшим о работе Эберта) в 1940 г. и осуществлена сначала в его лаборатории в НИФИ ЛГУ, затем небольшими сериями в экспериментальных мастерских ПИФИ.
§ 5]
ДИФРАКЦИОННЫЕ СПЕКТРОГРАФЫ
119
Таблица 4.2
Параметры спектрографов, собранных по схеме Эберта
Прибор	Фокусное расстояние зеркала, м	Диаметр зеркала, мм	Размер решетки, ММ2	Размер кассеты, сд2	Обратная дисперсия (600 , штр/мм, А/мм)
ДАС-1	2	220	70x80	9X12	8
(НИФИ ЛГУ) ДФС-8	2,65	264	100x45	13X18	6
ДФС-13	4	390	120x60	9X24	4
имеющие 300, 600, 1200 и 2160 штр/мм. Диаметр коллиматорного зеркала
15 см, камерного 25 см. Относительное кассеты может быть установлен блок с шестью щелями и фотоумножителями, превращающий спектрограф в шести-капальный полихроматор.
Спектрографы с вогнутой решеткой.
В этих приборах вогнутая дифракционная решетка одновремеппо играет роль как диспергирующего элемента, так и коллиматорного и камерного объективов. Этим и определяются основные достоинства этих приборов — возмож
отверстие камеры 1 : 6.3. Вместо
Рис. 4 42 Спектрограф фирмы Jarrell Ash (схема Черни — Турпера) (оптическая схема): S — щель, G — решетка, М — зеркала, Р — кассета.
ность одновременного исследования широкой области спектра и отсутствие необходимости в фокусирующей оптике.
Последпее особенно ценно для вакуумной области спектра и мепее существенно при исследовании
более длинноволновой области. Астигматизм
вогпутой решетки является серьезным неудобством почти при всех исследованиях. По-видимому, по этой причине сейчас основная масса приборов
с вогнутыми решетками предназначена для вакуумного ультрафиолета. Волыпинство приборов с вогнутыми решетками большого радиуса собираются по схеме Пашепа — Рунге. Если решетка имеет радиус кривизны более 3—4 м, то мы уже имеем дело с лабораторными установками, отдельные детали которых укреплены на специальных фундаментах. Существуют установки такого рода с решетками R = 10 м и более. По такой же схеме собираются и переносные приборы с решетками с радиусом кривизны 1; 1,5 и 2 At.
Более удобна для лабораторных приборов компактная схема Игля. По этой схеме выпущен ряд приборов, например трехметровый спектрограф Бэрда. При использовании схемы Игля теряется основное преимущество вогнутой решетки — возможность одновременного охвата большого участка спектра. В этом случае лучше пользоваться плоской решеткой, свободной от астигматизма. Практически свободна от астигматизма схема Водсворта. Один из спектрографов фирмы Jarrell Ash, построенный по этой схеме, снабжен решеткой с R = 3 м (фокусное расстояние в установке Водсворта 1,5 .и); решетка имеет 590 штр/мм. Обратная дисперсия в первом порядке 10,9 А/мм. Гарантированный предел разрешения 0,1 А.
Способы разделения порядков. Отличительной особенностью дифракционных спектрографов являются помехи со стороны налагающихся спектров разных порядков. На рис. 4.43 дана схема переложения нескольких первых порядков дифракционной решетки. Чем выше порядок спектра, тем больше
120
[СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл IV
помехи со стороны накладывающихся близких порядков. Чем ниже используемый для работы порядок, тем легче бороться с наложениями. Например, на область'4000 А в первом порядке накладывается 2000 А из второго, 1330 А
Рис. 4 43. Переложение дифракционных спектров разных порядков.
из третьего и т. д. Для устранения излучения с длиной волны менее 2000 А достаточно ввести в осветительную систему одну стеклянную линзу или пластинку.
При исследовании области 6000 А во втором порядке будут накладываться 4000 А из третьего порядка, 3000 А из четвертого и 12 000 А из первого. Обычные фотографические пластинки нечувствительны к области 1,2 мкм.
Рис. 4.44. Делитель порядков фирмы Jarrell Ash (оптическая схема)' а) вид сверху, б) вид сбоку.
Следовательно, опасаться помех со стороны первого порядка не следует. Для устранения излучения с длинами волн 3000 и 4000 А можно применить желтый фильтр, например ЖС-16 (гл. IX). Современные профилированные решетки позволяют использовать спектры очень высоких порядков, и поэтому выделение их с помощью фильтра делается практически невозможным. В приборах такого рода приходится применять предварительную грубую монохроматизацито. Для этого можно использовать обычный небольшой монохроматор, в котором устанавливаются щели такой ширины, чтобы выделяемый интервал длин волн Д^ был равен спектральному интервалу, свободному от наложений. Выходная щель монохроматора предварительной дисперсии служит источником света для освещения щели спектрографа. Применение и юстировка такого монохроматора всегда связаны с рядом неудобств. Поэтому некоторые фирмы выпустили специальные монохроматоры предварительной дисперсии, удобно сочленяющиеся со спектрографом. Они получили название делителя порядков. Па рис. 4.44 показана схема такого
JS 5]
ДИФРАКЦИОННЫЕ СПЕКТРОГРАФЫ
121
прибора, выпускаемого фирмой Jarrell Ash. Диспергирующая система — призма прямого зрения, изготовленная из плавленого кварца и LiF; объективы — ахроматы кварц — LiF. Щель Dx делителя порядков имеет высоту 0,5—2 лип. Фокусное расстояние линз Л2 и А3—330 мм (система рассчитана на дифракционный спектрограф с фокусом 3,4 At). Линза А3, надеваемая на
U
п
Рис. 4.45. Оптическая схема делителя порядков фирмы Zeiss.
щель спектрографа D3, проектирует призму прибора на коллиматор спектрографа, обеспечивая равномерность освещения. Скрещенные цилиндрические линзы и Lz образуют осветительную систему. Линза Ь2 проектирует источник S на диафрагму D2, выделяя определенный участок плазмы из источника.
Вся система собрана на столике, укрепляемом на оптическом рельсе спектрографа. Направление дисперсии делителя порядков перпендикулярно
I II III
III III	I I	I
III	I
III	I II Illi	II I II I
I 1 II I 1 I ’ll
II I I III I II III II 11 lllllll Illi III I I I 1 I I III III I III
a)

Рпс. 4.46. Спектрограммы, полученные с делителем порядков фирмы Zeiss на дифракционном спектрографе PGS-2 а) спектр железа, полученный при скрещенных дисперсиях (нижний спектр получен без делителя), б) выделение участков спектра водородной лампы при параллельных дисперсиях.
направлению дисперсии основного прибора. Спектр, даваемый делителем порядков, проектируется им на щель спектрографа, так что разные по высоте участки щели освещены разными участками спектра.
Делитель порядков фирмы Zeiss (рис. 4.45) прилагается к двухметровому дифракционному спектрографу PGS-2. Направление дисперсии этого делителя может изменяться на 90°, для чего призма поворачивается вокруг оптической оси и вводится добавочная вертикальная щель.
122
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[ГЛ. IV
Если дисперсия делителя скрещепа с дисперсией спектрографа, то одновременно фотографируются .спектры нескольких порядков. При парал-
Рис 4 47 Оптическая схема СТЭ-1: S—щель, G — решетка, D — призма, ЛЦ, Л12 — фокусирующие зеркала, М3 — плоское зеркало, [Р — фотопленка.
дельном направлении дисперсий делитель играет роль предварительного монохроматора.
Если удалить призму, то делитель можно использовать в качестве конден-сорной системы. На рис. 4.46 представлена спектрограмма железа, полученная с помощью этого делителя при скрещенной дисперсии, и выделение участков спектра водородной лампы при параллельных дисперсиях.
Спектрографы со скрещенной дисперсией. Такие приборы позволяют сочетать большую разрешающую способность с охватом широкой области спектра. Решетка используется в высо
ких порядках, а разделение порядков достигается вторым диспергирующим элементом — обычно призмой, направление дисперсии которой перпендикулярно направлению дисперсии основной решетки. Эта идея реализована в приборе СТЭ-1 (рис. 4.47). Прибор снабжен сменной кварцевой и стеклянной оптикой.
Параметры спектрографа СТЭ-1
Угол блеска решетки	20—21°
Фокусное расстояние коллиматора	901,5 мм
Фокусное расстояние камеры	807,2	мм
Высота строки	4,5 мм
Высота спектра	24	мм
Относительное отверстие	1:15
Порядок спектра	Обратная дисперсия, к/мм	
	при 600 штр/мм	при 300 штр/мм
5	3,8	7,6
4	4,7	9,4
3	6,4	12,8
Прибор, построенный по аналогичной схеме, был применен для исследования спектра солнца с высоким разрешением [4.4]. Фотографирование проводилось во время полета ракеты.
§ 6.	Приборы с фотоэлектрической регистрацией
Приборы этого типа делятся по своему устройству и способу регистрации спектра на ряд классов. Наиболее простые из них — приборы, в которых регистрируется излучение только одного заранее установленного участка спектра.
Такое измерительное устройство имеется, например, в фотоэлектрическом стилометре ФЭС-1. Для перехода к другому .участку спектра (к другой спектральной линии) прибор должен быть перестроен. Измерение, таким образом, ведется по точкам.
В приборах другого типа последовательно и непрерывно регистрируются соседние участки спектра. К числу приборов со сканированием относятся
S 01
ПРИБОРЫ С ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ РЕГИСТРАЦИЕЙ
123
большинство спектрофотометров и ряд специальных приставок к спектрографам.
Наконец, можно одновременно регистрировать излучение в нескольких выделенных участках спектра, имея для каждого свой приемник и свой измерительный канал. Такого рода приборы называются полихроматорами. Они различаются по числу измерительных каналов и обычно служат для экспрессных спектральных анализов. Число используемых каналов задается количеством определяемых элементов.
Во всех современных фотоэлектрических приборах приемником излучения является фотоумножитель, реже — фотоэлемент. Результаты измерений записываются пером на бумажную ленту самописца, иногда считываются с показаний стрелочного или цифрового прибора. При дальнейшем изложении мы не будем затрагивать вопросов техники измерений электрического сигнала и описания многочисленных электрических схем, применяемых в измерительных устройствах фотоэлектрических приборов. Изложение этих, часто очень тонких, вопросов техники измерений слабых токов можно найти в специальной литературе. Мы ограничимся только описанием оптических схем и основных принципов измерения.
Одноканальные приборы. Мы уже отмечали, что многие монохроматоры имеют устройства для сканирования и непрерывной регистрации спектра.
Рис. 4.48. Оптическая схема ФЭП-1.
Такими же устройствами иногда снабжаются и спектрографы. Так, к спектрографу ИСП-51 выпущена приставка ФЭП-1 (рис. 4.48). Опа содержит объектив 7, заменяющий камерный, и дополнительную линзу 2, компенсирующую хроматизм системы. Эта линза перемещается во время сканирования спектра так, что изображение входной щели всегда лежит в плоскости выходной щели 3. Приставка содержит также специальное выдвижное зеркало 4 и окуляр 5, с помощью которых проводят визуальные наблюдения спектра и юстировку прибора. Приставка связана с призменной системой карданным валом, вращаемым электромотором. Внутри корпуса приставки смонтирован фотоумножитель 6 с усилительным устройством. Запись проводится самописцем, скорость ее может меняться в широких пределах.
Вследствие большой хроматической аберрации такую приставку к кварцевому спектрографу сделать трудно. Поэтому иногда выходная щель и жестко связанный с ней фотоумножитель монтируются на одной каретке, которая имеет такие же направляющие и рамку, как кассета спектрографа. Все
124
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
устройство вставляется в спектрограф вместо кассеты. При сканировании выходная щель движется по фокальной поверхности. Сигнал фотоумножителя записывается на самописце. Такое устройство прилагается к средней модели кварцевого спектрографа фирмы Ililger.
На этот же спектрограф может быть установлена приставка с двенадцатью выходными щелями и фотоумножителями, превращающая его в двенадцатиканальный полихроматор.
Сканирующим устройством снабжен и ряд дифракционных приборов.
В спектрографе ДС-1, собранном по автоколлимационной схеме с плоской дифракционной решеткой и линзовым объективом, сканирование осуществляется возвратно-поступательным^движением щели при неподвижном ФЭУ. Этот прибор предназначен специально для анализа изотопного состава. Записывается только небольшой участок спектра (в пределах 1 мм). При этом условия освещения катода фотоумножителя практически не меняются.
В приборе ДАС-1 для перехода от фотографической регистрации к фотоэлектрической вместо кассеты устанавливается выходная щель с фотоумножителем. Сканирование осуществляется мотором, вращающим решетку.
Аналогичные приспособления выпускаются для многих больших дифракционных спектрографов с плоской решеткой, значительно расширяя их возможности.
К числу приборов, в которых используется длительное накопление заряда, относится прибор ФЭС-1. Его оптическая схема практически не отличается от оптической схемы ФЭП-1 (рис. 4.48). Выходящий из щели световой поток измеряется фотоэлементом, ток которого заряжает измерительный конденсатор. Одновременно неразложенный свет, отраженный от грани первой призмы, падает на другой фотоэлемент и соответствующий заряд накапливается на другом конденсаторе. Измеряемой величиной является отношение напряжений на конденсаторах. Таким образом, показания измерительного прибора учитывают и исключают колебания яркости источника, а также изменения условий освещения щели.
Многоканальные приборы. Существенным недостатком описанных фотоэлектрических приборов является малое количество информации, регистрируемое в единицу времени. Действительно, фотопластинка одновременно регистрирует широкий участок спектра, в то время как фотоумножитель — одну линию. Если принять ширину выходной щели 0,01 мм и предел разрешения пластинки положить равным этой же величине, то при длине спектра в 10 см его можно разбить на 104 отдельных интервалов, выделяемых щелью. Иначе говоря, при одинаковой чувствительности приемников время сканирования спектра должно быть в 104 раз больше, чем выдержка при его фотографировании. В действительности из-за большей чувствительности фотокатода это отношение равно 103—102. Добротность или производительность спектрографа в соответствующее число раз выше, чем для одноканального фотоэлектрического прибора.
Другим недостатком системы сканирования является то, что за время, необходимое для прохождения некоторого участка спектра, может неучитываемым образом измениться яркость источника. Фотографическая пластинка, регистрирующая весь спектр одновременно, имеет с этой точки зрения несомненные преимущества. В то же время высокая чувствительность фотоэлектрических приемников и возможность практически мгновенного получения данных, почти не требующих дополнительной обработки, являются огромным достоинством фотоэлектрической регистрации. Чтобы использовать преимущества обоих способов регистрации, на фокальной поверхности прибора располагают ряд выходных щелей, каждая из которых соответствует одному из исследуемых участков спектра. Все выходные щели
§ 6]
ПРИБОРЫ С ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ РЕГИСТРАЦИЕЙ
125
могут юстироваться на нужную длину волны. Каждая снабжена своим измерительным каналом. Обычно для удобства расположения большого числа фотоумножителей, непосредственно за щелью стоит зеркальце, которое отбрасывает вышедший из нее свет на соответствующий фотоумножитель. Такое устройство с большим числом щелей называется полихроматором. В за-
висимости от электрической схемы измеряется либо непосредственно энергия излучения, прошедшего через каждую щель, либо отношение этих энергий к энергии, прошедшей через один выделенный канал, называемый каналом сравнения.
При конструировании поли-хроматоров применяют спектральные приборы с большой линейной дисперсией и возможностью одновременного охвата широкой спектральной области. Чем больше дисперсия, тем на меньшем спектральном
скор зеркало, 2 — решетка, з — ФЭУ
интервале можно расположить две соседние щели.
Исходя из этих соображений, почти все фотоэлектрические полихрома-торы, которые часто называют также спектрографами прямого отсчета, или квантометрами, строятся с применением вогнутой дифракционной решетки радиусом 1,5—3 м, установленной по схеме Пашена — Рунге.
На рис. 4.49 показана оптическая схема отечественного многоканального
прибора ДФС-10М, предназначенного для
Рис 4 50 Блок- выходных июлей кнантометра АКБ-.41000.
экспрессного анализа металлов и сплавов. В приборе установлена вогнутая дифракционная решетка (R = 2 м) с 1200 штр/мм.
В конструкции прибора предусмотрена установка 36 выходных щелей, что позволяет одновременно измерять интенсивность 35 аналитических линий и одной линии сравнения. Приемниками излучения являются фотоэлементы Ф-1 в увио-левом баллоне с сурьмяно-це-зиевым катодом.
Показания выходного прибора пропорциональны логарифму относительной интенсивности аналитической линии
и линии сравнения. Продолжительность измерения по одному каналу — 5 сек.
На рис. 4.50 представлен блок входной и выходных щелей с проектирующими цилиндрическими зеркалами квантометра ARL-31000, позволяющего вести одновременное измерение по 28 каналам с выдачей результатов в численном виде, отпечатанных на специальной ленте.
Все многоканальные приборы очень дороги, требуют квалифицированного обслуживания, и их применение оправдывается только при массовых
однородных исследованиях.
Спектрофотометры. Спектрофотометрами называют спектральные фотоэлектрические приборы, специально предназначенные для измерения поглощения. Спектрофотометры рассчитаны обычно на исследование поглощения жидкостей и твердых тел, т. е. объектов с довольно широкими полосами
126
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
[Гл. IV
поглощения. Поэтому большинство из них имеет сравнительно небольшие монохроматоры с шириной инструментального контура более 10 А. Наряду с этим делаются спектрофотометры с двойной монохроматизацией, что связано в первую очередь с необходимостью уменьшения рассеянного света. В наиболее простых спектрофотометрах пропускание измеряется в отдельных точках. Установку длины волпы и отсчет коэффициента пропускания делают
Я
Рис. 4 51. Внешний вид (а) и оптическая схема (б) спектрофотометра Spectronic-505.
вручную. При этом последовательно для каждой длины волны измеряется энергия, пропущенная прибором до и после введения поглощающего слоя, и определяется значение оптической плотности для отдельных длин волн.
В более совершенных приборах измеряется отношение энергии двух пучков света, один из которых прошел через исследуемый объект. На выходе прибора получается спектральная кривая оптической плотности либо кривая пропускания, которая обычно регистрируется самописцем.
Примером прибора первого типа служит спектрофотометр СФ-4А. Его диспергирующая система состоит из автоколлимационной 30°-ной кварцевой призмы. Объектив зеркальный с F = 500 мм. Относительное отверстие 1 : 10. Дисперсия монохроматора равна 7,5 А/мм при 2000 А, 100 А!мм при 4000 А, 650 А! мм при 8000 А и 1000 А 1мм при 12 000 А. Полуширина инструментального контура в видимой области не более 10—20 А. Рабочая область спектра, определяемая чувствительностью фотоэлементов,— от 2200 до 11 000 А.
§ 6]
ПРИБОРЫ С ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ РЕГИСТРАЦИЕЙ
127
Более совершенным, но и гораздо более дорогим спектрофотометром для ультрафиолетовой и видимой области спектра является Spectronic-505 фирмы Bausch and Lomb (рис. 4.51).
Свет от источника 1 зеркальным конденсором 2, состоящим из одного выпуклого и одного вогнутого зеркала, через отверстие в последнем направляется на входную щель монохроматора 3. После коллимирования зеркалом 4 свет последовательно отражается от двух дифракционных решеток 5 и 6 (1200 штр!мм). Обратная линейная дисперсия прибора 16 А/мм. Зеркало 7 фокусирует излучение на выходной щели 8. По выходе из монохроматора
100
Рис 4.52. Образец записи спектра на спектрофотометре Spectronic-505 — спектр поглощения окиси гольмия в области 200—700 нм (внизу записан спектр ртути).
свет падает на раздвоитель пучка 9, откуда идет по двум каналам. Отразившись от зеркал 10 и 11, свет вновь собирается на призме 12, которая посылает его на фотоумножитель 13. Вращающийся сектор прерывает последовательно то один, то другой канал. Если ни один из пучков не ослабляется, освещение фотоумножителя будет постоянным и он будет давать постоянный ток, не регистрируемый схемой. Если же в одном из пучков находится поглощающее вещество, то импульсы тока будут различны и на выходе фотоумножителя возникнет переменная составляющая, которая и будет измерена. Спектральная кривая пропускания записывается на самописец, встроенный в прибор. Ширина инструментального контура прибора постоянна по всей области спектра и может быть доведена до 5 А, а в модели 502—до 2 \. На рис. 4.52 показан спектр поглощения Но2О3 в области 2000—7000 А при
= 5 А. Внизу на той же ленто для сравнения записан эмиссионный спектр Hg.
По аналогичной схеме построен также очень хороший и удобный в работе спектрофотометр Сагу-14, обладающий проделом разрешения «1 А и допускающий изменение скорости записи от 0.5 до 500 А!сек. Прибор может быть использован в области спектра от 0,186 до 2,65 мкм.
ГЛАВА V
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
§ 1. Освещение спектрального прибора
Светосила и разрешающая способность являются основными параметрами спектральных приборов. Для наиболее полного их использования прибор необходимо правильно осветить и хорошо сфокусировать.
При выводе формул, характеризующих светосилу различных спектральных приборов (см. гл. III), мы считали щель прибора самосветящейся и излучающей свет в широком телесном угле. Регистрируемый световой поток целиком определялся параметрами спектрального прибора и яркостью щели.
В действительности только в редких случаях удается расположить источник света в непосредственной близости к входной щели прибора. Обычно он располагается на некотором расстоянии и щель освещается с помощью той или иной оптической системы. При этом, как будет показано ниже, яркость щели, с точностью до потерь в осветительной системе, равна яркости источника. Однако щель излучает свет лишь в пределах некоторого телесного угла, определяемого параметрами осветительной системы.
Ранее было показано, что светосила прибора пропорциональна площади сечения пучка света, падающего на диспергирующий элемент. Поэтому заполнение светом источника всей рабочей поверхности диспергирующего элемента является основным условием правильного освещения спектрального прибора. Выполнение этого условия необходимо также для полного использования разрешающей способности прибора, которая пропорциональна ширине пучка света, падающего на диспергирующий элемент.
В случае фотоэлектрической регистрации спектра светосила пропорциональна высоте входной щели [см. (3.43)[. Поэтому для полного использования светосилы в этом случае необходимо осветить всю щель по высоте.
При исследовании распределения яркости по поверхности источника желательно, чтобы распределение освещенности по высоте спектральной линии воспроизводило распределение яркости по соответствующей оси источника света. В других случаях, например при получении марок почернения, необходимо равномерное распределение яркости по высоте спектра. Иногда желательно осветить щель спектрального прибора светом, исходящим из определенного небольшого участка поверхности источника.
В зависимости от поставленной задачи, а также от размеров и формы источника света приходится использовать различные схемы освещения спектральных приборов.
Яркость предмета и его изображения, В оптике доказывается общая теорема о том, что никакая оптическая система, если в ней отсутствует поглощение, не может изменить яркости изображения при условии, что предмет и его изображение расположены в среде с одинаковым показателем преломления.
§ 1]
ОСВЕЩЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
129
Эту теорему легко доказать в частном случае, которым мы можем ограничиться. Пусть малая квадратная площадка Д5 со сторонами а расположена на оптической оси безаберрационной тонкой линзы L. Обозначим расстояния от линзы до этой площадки и до ее изображения Д5' соответственно гиг' (рис. 5.1). Яркость площадки и ее изображения будут В и В’. Потери света, обусловленные поглощением и отражением от поверхностей линзы, характеризуются коэффициентом т. Световой поток, идущий от Д5 к линзе, будет
Ф = Ва2<о. (5 4)
Световой поток Ф', проходящий через площадку Дл, связан с
ее яркостью В' аналогичным соотношением Ф' = В'а'2®'.	(5.2)
Из геометрической оптики известно, что а а'
или а
а.
(5.3)
rt d2
4’^2 , где d. — диаметр линзы. Отсюда
u	d2 i
С другой стороны, со =	, а со
<0	г'2	, г2
— — _, или со = со—-Ю г2	г'2'
Поскольку изменение светового потока при прохождении линзы связано лишь с потерями, обусловленными поглощением света и отражением его от поверхностей линзы, то
Ф = тФ',	(5.4)
откуда получаем Ва2ы — хВ’а'2со'. Подставив найденные значения а’ и со', находим
В = хВ'.
(5-5)
Если т -- 1, то В = В'.
Таким образом, непоглощающая оптическая система не меняет ни величины проходящего через нее потока, ни яркости объекта. Если поставить за светящимся прозрачным объектом зеркало (рис. 5.2), то можно повысить яркость изобра-. жения предмета. Это не противоречит доказанной теореме. Дей-. ствительно, зеркало, отражая лучи, идущие назад, фактически уве-
Рис 5.2. Увеличение яркости источника с помощью ЛИЧИВает ЯРКОСТЬ объекта. Именно зеркала.	эта увеличенная яркость и должна
рассматриваться. Напомним, что, в противоположность яркости, освещепность в плоскости изображения не является инвариантной — она существенным образом меняется в зависимости от параметров оптической системы. Чем больше увеличение, том меньше освещенность в фокальной плоскости.
Освещение щели поверхностным источником. Рассмотрим случай освещения щели источником без применения специальной осветительной системы.
9 A. H. Зайдель и др.
130
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл. V
Пусть источник имеет большую светящуюся поверхность постоянной яркости со стороной а (рис. 5.3). Без нарушения общности можно считать эту поверхность плоской. Пусть г — расстояние от светящейся плоскости до щели, Ширина и высота которой соответственно с и h. Световой поток,
Рис. 5.3. Освещение щели с помощью протяженного поверхностного источника.
захватываемый объективом коллиматора, можно получить суммированием элементарных потоков, которые идут от всех точек источника, лежащих внутри телесного угла со, под которым объектив коллиматора виден из центра щели. Из рис. 5.3 видно, что
Здесь 5 — ла'2/4— площадь части источника, свет от которой попадает в коллиматор.
Если яркость источника В, то поток от элемента его поверхности da. проходящий через щель, будет
ЙФ = В dado),	(5.7)
где dco = ch/r- — телесный угол, под которым видна щель из элемента da. Полный поток от всей поверхности будет
(5.8) J ri
S
Считая, что г мало меняется для различных точек светящейся поверхности, можно написать
Но из (5.6) следует, что S/г2 — со. Таким образом,
Ф — В ch со	(5.16)
и не зависит от расстояния светящейся поверхности от щели. Это имеет место, пока мы не отодвинем источник на такое расстояние, что а' = rd/F станет больше а. Тогда свет от источника не будет освещать внешние части коллиматорного объектива и не будет использована вся светосила прибора.
Таким образом, для полного использования светосилы прибора необходимо и достаточно, чтобы вся площадь коллиматора была освещена светом источника. Если размеры источника таковы, что он виден из щели под углом большим, чем объектив коллиматора, то световой поток, проходящий через прибор, не зависит от расстояния от источника до щели.
Поэтому, имея достаточно большой равномерно светящийся источник, мы можем располагать его на любом расстоянии от щели, пока выполняется
§ П
ОСВЕЩЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
131
условие
(5.11)
Применение какой-либо оптической системы для освещения щели в этом случае не нужно.
Если условие (5.11) не выполняется, то обычно используют линзу или систему линз, создающую действительное изображение источника, на таком
Рис 5 4. Приближение изображения источника к щели о помощью линзы: «) изображение источника перед щелью, б) изображение источника за щелью.
расстоянии, чтобы для этого изображения условие aJr^d/F было выполнено *). ал и rt —размеры изображения источника и расстояние от изображения до щели. При этом безразлично, будет ли изображение расположено перед щелью или за ней (рис. 5.4).
Освещение щели объемным источником. До сих пор мы рассматривали поверхностные источники, т. е. источники, размеры которых в направлении оси спектрального прибора пренебрежимо малы по сравнению с размерами светящейся поверхности. Однако в ряде задач мы имеем дело со свечением, исходящим из различных участков объемного источника, причем условия освещения прибора существенно различны для света, идущего от разных частей источника. С такого рода задачами мы встречаемся при исследовании спектров комбинационного рассеяния и флуоресценции, возбуждаемых в длинных кюветах и наблюдаемых вдоль оси этих кювет, а также при исследовании и наблюдении свечения газоразрядных трубок, рассматриваемых в направлении оси. Детальные расчеты оптимальных условий освещения от таких источников достаточно сложны. Здесь даются только общие принципы, которыми следует руководствоваться при выборе условий освещения. Объемные источники разделяются па самопоглощающио и несамопоглощающие. В первом случае свет, идущий от дальних зон источника, поглощается в слоях, расположенных между этими зонами и выходным окном источника. Световой поток с/Ф0 = /0 dx, исходящий из зоны dx, расположенной на расстоянии х от конца источника (рис. 5.5), ослабляется по закону
с/Ф = foe~kxdx,	(5.12)
где к — коэффициент поглощения.
*) Это требование, однако, не является достаточным, так как изображение источника, в отличие от самого источника, излучает свет лишь в ограниченном телесном угле, определяемом осветительной оптикой.
9*
132
ОСВЕЩЕНИЕ|И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл. V
Вследствие экспоненциальной зависимости проходящей энергии от толщины слоя при увеличении последней вклад дальних зон источника в общий световой поток спадает очень быстро. Если коэффициент поглощения велик,
Рис. 5.5. Освещение щели спектрального прибора объемным источником.
то эффективно действуют только наружные слои источника и его можно рассматривать как поверхностный.]
В общем случае световой поток, излучаемый объемным источником, находят интегрированием световых потоков, излучаемых всеми слоями:
ь
Ф = j foe~hxdx.	(5.13)
о
Считая /0 = const, находим
ф = А(1-е-'>Ь).	(5.14)
Из этого равенства следует, что световой поток практически не зависит от толщины объемного источника, если она существенно превышает некоторую эффективную длину
(5.15)
Величина бЭфф имеет простой физический смысл. Это толщина такого непоглощающего объемного источника, который излучает световой поток, равный световому потоку поглощающего источника бесконечной длины. Действительно, для b — оо имеем
Ф = А.	(5.16)
к
Для непоглощающего источника толщины бЭфф световой поток равен
Ф — /о ^зфф*	(5-17)
Приравнивая (5.16) и (5.17), находим 5эфф = 1/к.
Очевидно, что источник не следует делать большей глубины, чем 6,фф. Если длина источника превышает указанную, то нужно стремиться эффективно использовать только часть его длины, определяемую равенством (5.15).
Большинство применяемых в спектроскопии объемных источников обладает небольшим самопоглощением, во всяком случае пне области резонансных линий. Чтобы целесообразно использовать свет от всех зон светящегося объема, источник располагают довольно близко от щели так, чтобы поверхность его задней стенки перекрывала всю высоту щели и телесный угол коллиматорного объектива. Если светящийся столб не поглощает исследуемого излучения, то приближенный расчет условий оптимального освещения
5 1]
ОСВЕЩЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
133
можно вести, исходя из того, что каждый элементарный слой источника dx вносит независимый вклад в энергию, проходящую через прибор (см. рис. 5.5). Условия освещения оптимальны, если для всех слоев источника выполнено соотношение (5.11). Если же отношение продольного и поперечного размеров источника b/а больше Fid, то выполнить условие (5.11) невозможно, даже расположив источник вплотную к щели прибора. При этом
Рис. 5.6. Неполное использование света от объемного источника в b/a > F/D.
телесный угол, под которым видны дальние зоны источника, определяется не телесным углом коллиматорного объектива, а диафрагмированием стенками источника (рис. 5.6). В этом случае приходится пользоваться проектирующей оптической системой.
Поскольку продольное и поперечное увеличение такой системы не одинаковы, то отношение b/а для источника не равно соответствующему отношению Ъ'/а' для его изображения. Отнеся источник на достаточно большое расстояние от щели и получая вблизи от нее уменьшенное изображение источника, можно добиться того, что b'la' b/а, и удовлетворить условию (5.11).
Рис. 5.7. Освещение щели спектрального прибора объемным источником с использованием проектирующей оптики.
Действительно, при проектировании источника на щель с помощью линзы (рис. 5.7) поперечное увеличение равно
Pi—
11
При этом мы полагаем, что расстояния от центра источника до линзы (Zj) и от линзы до щели (Z2) значительно больше продольных размеров источника и его изображения. Поэтому считаем поперечное увеличение одинаковым для всех сечений источника.
Продольное увеличение ц2 находим, дифференцируя формулу
1	, 1 _ 1
li i„ — у ’
(5.18)
откуда
dlt । dl2
Ч ' II ~~
(5.19)
134
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
1Гл. V
Таким образом, мы имеем следующие соотношения между поперечными и продольными размерами источника и его изображения:
I)'	ь	/2
af	a
откуда
Если проектировать на щель центр источника, то вместо условия (5.11)
получим
а’ 2а ( l{ \ d
V/2^— \17)	‘
(5.20)
При соответствующем выборе расстояний и Z2 условию (5.20) можно удовлетворить при любом соотношении продольных и поперечных размеров источника. Однако при этом удается эффективно использовать только световые пучки, идущие от точек источника, расположенных на его оси. Поэтому источник лучше делать по возможности широким. При диаметре около 1 см трудно эффективно использовать длину столба больше 10 см,
а при меньших диаметрах соответственно уменьшается и полезная длина Поэтому применение более длинных кювет и газоразрядных трубок, наблюдаемых с торца, нерационально. Существенную роль в энергетическом балансе протяженного источника может играть свет, отраженный его стен-
Рис. 5 8. Увеличение светового потока, попадающего в спектральный прибор, за счет многократных .	отражений в источнике.
ками (рис. л.8).
Когерентное и некогерентное освещение щели. Освещение щели, при котором каждый ее участок излучает свет независимо и между излучением разных участков нет постоянных фазовых соотношений, называется неко
герентным.
Другой крайний случай осуществляется, когда отдельные элементы поперечного сечения щели излучают свет с постоянной разпостью фаз. Такое освещение называется когерентным.
Вид инструментального контура для случая когерентного и некогерент-пого освещения различен (см. гл. III).
Рассмотрим вначале освевщние щели обычным (нелазерным) протяженным источником света без применения осветительной оптической системы. Для того чтобы в этом случае можно было считать освещение щели полностью когерентным, необходимо, чтобы выполнялось следующее
условие:
а-—
(5.21)
где а — линейные размеры источника, с — ширина щели, г — расстояние от источника до щели. Нетрудно, однако, видеть, что при выполнении условия (5.21) коллиматор объектива пе заполнен. Действительно, из условия (5.21) для ширины щели больше нормальной (с > KF/d) имеем
a d
У
что противоречит условию заполнения коллиматора (5.11).
$ 21
КОНДЕНСОРЫ
135
При проектировании протяженного источника света на щель с помощью линзы освещение можно считать когерентным, если ширина щели меньше диаметра центрального дифракционного пятна, создаваемого линзой [5.2, 5.3], т. е.
с < 1,22x4е.	(5.22)
где DK— диаметр линзы, 1Г — расстояние от линзы до щели.
Если, например, источник света проектируется в натуральную величину линзой с F = 150 мм (Zj = 2 F = 300 мм) и DK = 15 мм, то освещение щели шириной мепее 10 мкм следует считать когерентным.
Случаю когерентного освещения, разумеется, соответствует и освещение щели лазерным источником.
Во всех реальных случаях имеет место частичная когерентность, т. е. распределение освещенности описывается функцией, график которой соответствует промежуточной картине между (3.15) и (3.17).
§ 2. КонденсорыД
Оптическая система, служащая для освещения щели, носит название конденсора или копденсорной системы. Конденсоры применяют, если угловые размеры источника недостаточны для непосредственного освещения щели, а также когда задачей исследования является изучение распределения яркости свечения по поверхности источника или получение спектра от отдельных участков источника.
К качеству конденсорпой оптики предъявляются гораздо меньшие требования, чем к оптике прибора. Практически любая линза, подходящая по своим геометрическим параметрам, может использоваться в качестве конденсора.
В некоторых случаях наличие хроматической аберрации обуславливает плохое заполнение отверстия прибора в отдельных областях спектра.
Сферическая аберрация существенна лишь в том случае, если источник света очень мал и должен проектироваться па щель с увеличением более чем десятикратным. При этом для заполнения светом коллиматорного объектива и освещения значительной части щели по высоте приходится пользоваться конденсорами с очень большим относительпым отверстием. Обычно аберрации таких конденсоров приводят к неодинаковому заполнению коллиматора светом от различных участков щели. Яркость получаемого при этом изображения щели неравномерна по высоте. Поэтому при малых размерах источника в качестве конденсоров желательно применять многолинзовые объективы с исправленными аберрациями.
В остальных случаях используют дешевые линзы и зеркала, точность изготовления которых может быть невысокой.
Однолинзовый конденсор. Такой конденсор состоит из простой или ахроматической линзы. Для видимой области спектра опа изготовляется из стекла, для ультрафиолетовой — из кварца. Ультрафиолетовые ахроматы представляют собой комбинацию кварц— флюорит или кварц — фтористый литий. Можно использовать также жидкостные линзы, применения которых в других оптических системах обычно избегают из-за неоднородностей, обусловленных конвекционными потоками.
Хороший ахроматический конденсор можно изготовить из системы кварц — вода — кварц. При этом кварцевые линзы служат окнами кюветы, заполняемой дистиллированной водой. На рис. 5.9 дап чертеж такого ахромата с фокусом 100 мм.
Размеры и фокус однолинзового конденсора определяются расстоянием между щелью спектрального прибора и источником света, а также
136
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл 1
выбранным коэффициентом увеличения р. Если источник находится на расстоянии L от щели и нужно спроектировать его на щель с увеличением
Рис 5 9 Кварц-водяной ахромат: 1 — вода, 2 — кварц.
в р раз, то фокусное расстояние копден-сорпой линзы находится из системы уравнений
(5.23)
Здесь Zj и Z2 — расстояния от источника до конденсора и от конденсора до щели (рис. 5.10).
Решая эту систему, находим фокус-
ное расстояние конденсора
= (5’24)
Диаметр конденсора определяется из условия заполнения объектива
Рк lz Pi ’
(5.25)
где и — диаметр и фокусное расстояние объектива. Если источник проектируется на щель в натуральную величину (Zj — Z2 = £/2, р = 1), то = L/4 и Z)K/EK> 2 ZZpEv
Таким образом, относительное отверстие конденсора должно быть по крайней мере в два раза больше относительного отверстия коллиматора.
Рис. 5.10. Освещение щели спектрального прибора с помощью однолинзового конденсора.
а его фокус должен составлять четверть расстояния от источника до щели. В остальных случаях (р =£ 1), как следует из (5.24), FK < L/4.
Зеркальный конденсор. Если источник света мал и свет его не заслоняется со стороны, противоположной спектральному прибору, то вместо
Рис. 5.11. Освещение щели спектрального прибора с помощью зеркального конденсора.
линзового можно употреблять зеркальный конденсор. Алюминированное сферическое зеркало имеет коэффициент отражения около 80% и с его помощью можно получить увеличенное изображение источника на щели (рис. 5.11).
КОНДЕНСОРЫ
137
§ -il
Расчет расстояний Zt и Z2, фокусного расстояния и диаметра зеркала аналогичен расчету для линзового конденсора. Зеркало приводит к несколько большим потерям энергии по сравнению с линзой. Существенное его преимущество — полное отсутствие хроматической аберрации. Сочетание зеркального и линзового конденсоров позволяет почти вдвое увеличивать количество света, поступающего в прибор. Источник при этом располагается в центре кривизны зеркала (рис. 5.2). Следует иметь в виду, что при таком расположении в результате дополнительного прохождения света, отраженного от зеркала, через источник света могут увеличиться искажения, вызываемые самопоглощением линий в источнике.
Получение локальных спектров. Используя соответствующий копдепсор, можно получить спектры свечения отдельных небольших участков источника. Для этого нужно, чтобы конденсор позволял получать большие увеличения и был свободен от аберраций. При относительно большом кружке рассеяния свечения соседних участков источника накладываются друг на друга. Поэтому при получении локальных спектров с хорошим пространственным разрешением в качестве конденсора употребляют объективы микроскопа. Правда, их небольшой диаметр обычно не позволяет получить хорошее заполнение коллиматора, и поэтому для достижения хорошего пространственного разрешения приходится мириться с неизбежным уменьшением количества используемого света. При резком проектировании источника па щель спектрографа получается распределение свечения по сечению, которое вырезается щелью из изображения источника. В данном случае пространственное разрешение определяется разрешающей способностью конденсор-ной линзы.
Равномерная освещенность в спектре. Для ряда задач нужно создать равномерное освещение линии по всей ее высоте. Часто при этом желательно, чтобы щель освещалась светом от определенного участка источника. Получение достаточно равномерного по высоте освещения спектральной линии связано обычно с довольно большими трудностями. Однако при ряде фотометрических исследований с применением спектрографа эту задачу приходится решать. Она осложняется тем, что большинство источников света, применяемых в спектроскопии, имеет сравнительно небольшие размеры — порядка нескольких миллиметров. Необходимым условием получения равномерной освещенности в спектре является равномерное освещение щели спектрального прибора.
Наиболее простой и надежный способ равномерного освещения щели — освещение ее диффузно отраженным светом. В качестве диффузного отражателя можно взять пластинку неглазурованного фарфора, поверхность, покрытую слоем окиси магния, или просто листок матовой чертежной бумаги. Отражатель следует расположить под углом 30—40° к оси коллиматора на расстоянии нескольких сантиметров от щели, а источник — на расстоянии 20—30 см от отражателя (рис. 5.12, а). Относительно большое расстояние от отражающего экрана до источника необходимо для того, чтобы освещенность экрана можно было считать постоянной по всей площади. Матовые отражатели частично сохраняют иногда способность к зеркальному отражению. Поэтому экран следует располагать под таким углом, чтобы зеркально отраженный от него свет не проходил через щель. При необходимости использовать свет от определенного участка источника можно применить дополнительную линзу и диафрагму (рис. 5.12, б). Линза LY образует в плоскости диафрагмы D изображение источника I', из которого диафрагма вырезает нужный участок.
Применение матового экрана, в особенности в сочетании с диафрагмой, приводит к очень большим потерям световой энергии. Поток, проходящий через щель прибора, уменьшается в сотни раз по сравнению с тем, который
138
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл. V
проходит при освещении щели конденсором. Поэтому матовый экран применяют только при использовании очень ярких источников света.
Рис. 5 12, Равномерное освещение щели с помощью рассеивающего экрана (а) и светом, излучаемым определенным хчастном источника (б): 1 — источник света, R—диффузный отражатель, S—щель, L — коллиматорный объектив, — конденсор, Д — диафрагма, Г — изображение источника.
Можно располагать источник света и на оптической оси коллиматора прибора, помещая между щелью и источником шлифованную стеклянную
Рис 5.13. Освещение щели через рассеивающий экран: I — источник, Л — рассеиватель, S — щель, L — объектив коллиматора
или кварцевую (для ультрафиолетовой области) пластинку (рис. 5.13). Все расстояния могут меняться в широких пределах. Важно лишь, чтобы размеры пластинки обеспечивали
заполнение коллиматора.
При освещении щели рассеянным светом рассеиватель
не должен пропускать значительного количества направленного излучения Практически это означает, что матовая поверхность должна быть такой
чтобы сквозь пластинку, поставленную в нескольких сантиметрах от источника света, нельзя было бы рассмотреть его контуров.
Иногда для равномерного освещения щели сферический кон-
Рис. 5.14. Освещение щеии расфокусированным изображением источника: I —источник, Г —его изображение, Ьк — конденсор, 8 — щель, Ь, — объ-
денсор смещают до тех пор, пока на щели вместо резкого изображения источника не образуется
кружок, диаметр которого больше	ектив коллиматора.
размеров щели (рис. 5.14). Как
ясно из рисунка, такое положение конденсора не обеспечивает одина-
ковое заполнение коллиматора от разных точек источника и, кроме того,
связано со значительными энергетическими потерями.
Для получения равномерной освещенности изображения щели без больших энергетических потерь применяют сложные конденсорные си-
стемы.
$ 2]
КОНДЕНСОРЫ
139
Виньетирование. Равномерное освещение щели спектрального прибора является необходимым, но не достаточным условием равномерной по высоте освещенности спектральных линий, поскольку наклонные пучки, идущие от концов щели, могут частично ограничиваться диафрагмами в приборе. Это явление носит название виньетирования. Оно приводит к уменьшению освещенности концов спектральных линий по сравнению с их центральной частью даже при идеально равномерной освещенности входной щели.
При этом следует различать два случая — самосветящаяся щель постоянной яркости и щель, равномерно освещенная конденсором.
Щель можно считать самосветящейся, если все ее точки излучают свет в широком телесном угле, достаточном для заполнения коллиматорного
Рис. 5.16. Виньетирование наклонных пучков оправой коллиматорного объектива при безлинзовом освещении щели (а) и действие антивиньетирующей линзы (б): I — источник света, S — щель, —объектив коллиматора, La —антивипьстирую-щая линза, I' — изображение источника. Заштрихованы части пучков, не проходящие через коллиматорный объектив.
Рис. 5.15. Виньетирование наклонных пучков оправой камерного объектива (а) и устранение виньетировании при диафрагмировании коллиматорного объектива (б). S — щель, L\ — объектив коллиматора, — объектив камеры, D — диафрагма. Заштрихованы части пучков, не проходящие через камерный объектив.
объектива. Таких условий можпо достичь, расположив протяженный источник постоянной яркости непосредственно перед щелью или осветив ее с помощью диффузного отражателя.
Наклонные световые пучки (рис. 5.15, а), идущие от краев щели, после прохождения коллиматорного объектива могут диафрагмироваться оправой камерного объектива, если его размер не превышает существенно размер объектива коллиматора. Чтобы устранить это виньетирование, нужно диафрагмировать отверстие коллиматора до таких размеров, чтобы все прошедшие через него наклонные пучки проходили также и через камерный объектив (рис. 5.15, б).
Если щель освещается конденсором, проектирующим изображение источника на щель, или источником, расположенным на значительном расстоянии от щели, то каждая точка щели излучает свет только в пределах ограниченного телесного угла, определяемого параметрами осветительной системы. При этом, если осветительная оптика рассчитана на заполнение объектива коллиматора светом, исходящим из центра щели, то наклонные световые пучки, проходящие через концы щели, частично диафрагмируются оправой коллиматорного объектива (рис. 5.16, а и 5.17, а).
Для устранения виньетирования в этом случае пепосредственно перед щелью помещают липзу, которая проектирует изображение источника света
140
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл V
(рис. 5.16, б) или конденсора (рис. 5.17, б) в плоскость коллиматорного объектива. Такая линза называется антивиньетирующей.
Устранение виньетирования необходимо не только при получении равномерной освещенности в спектре, но и в случаях изучения распределения яркости по поверхности источника света. Обычно при этом изображение
Рис. 5Л7. Виньетирование при освещении щели с помощью конденсора (а) и действие антивиньетирующей линзы (б). I — источник света, - конденсор, S - щель, I' — изображение источник.!, Ll — объектив коллиматора, La — антивиньетирующая линза.
источника проектируют на щель спектрального прибора и изучают распределение освещенности по высоте спектральных линий. Очевидно, что распределение освещенности в спектре будет соответствовать распределению яркости в источнике только при отсутствии виньетирования.
Цилиндрические и сфероцилиндрические конденсоры. Для создания равномерной по высоте освещенности в спектре иногда применяют цилиндрические и сфероцилиндрические линзы. Цилиндрическая линза обычно располагается так, чтобы ее ось была параллельпа щели и действительное изображение источника образовывалось па щели. Здесь и далее предполагается, что щель вертикальна. При этом щель оказывается равномерно освещенной по всей высоте. Однако этого недостаточно для равномерного освещения ее изображения. Действительно, в горизонтальной плоскости цилиндрическая линза преломляет свет и обеспечивает заполнение коллиматора (точка Г. рис. 5.18, а). В вертикальной же плоскости цилиндрическая линза действует, как плоскопараллельная пластинка (рис. 5.18, б). В результате лучи, лежащие в этой плоскости и исходящие из точки I, будут фокусироваться оптической системой спектрографа в точке I". Эта точка лежит перед фокальной плоскостью прибора на расстоянии, зависящем от удаления точки I от щели При этом изображение щели будет освещено равномерно в пределах отрезка аЪ. В каждом конкретном случае необходимые расчеты легко сделать, исходя из заданных фокусных расстояний и удаления источника.
Цилиндрическая линза заполняет светом коллиматор только в горизонтальном сечении. В вертикальном сечении коллиматор заполнен только в той мере, в какой его заполняет источник. Практически это означает, что при освещении цилиндрической линзой обычно используется только узкая полоска коллиматора. Для улучшения заполнения коллиматора иногда применяют сфероцилиндрическую линзу. Ес помещают так, чтобы вертикально расположенное изображение источника совпадало со щелью. Вследствие* плохого заполнения коллиматора цилиндрические конденсоры сейчас
КОНДЕНСОРЫ
141
почти не применяются. Однако их применение оправдано при освещении приборов с вогнутой решеткой. В этом случае применение астигматичного
Рис. 5.18. Освещение щели спектрального прибора с помощью цилиндрического конденсора* а) ход |учей в горизонтальной плоскости, б) ход лучей в вертикальной плоскости; I — источник света, Ьц— цилиндрический конденсор, S — щель, F — фокальная поверхность.
конденсора может иногда уменьшить потери света, связанные с астигматиз-мом спектрального прибора.
Трехлинзовый конденсор. Для получения равномерной освещенности спектра используется трехлинзовый конденсор (рис. 5.19). Первая линза Li образует увеличенное изображение источника в плоскости второй линзы Ь2. Вблизи этой линзы расположена сменная диафрагма D, вырезающая интересующий нас участок источника. Линза L2 проектирует линзу Li в плоскость
антивипьетирующей линзы L3, расположенной вблизи щели. Эта линза проектирует увеличенное изображение диафрагмы D в плоскость коллиматора Ьц.
Щель будет освещена равномерно и светосила спектрографа будет полностью использована при выполнении следующих условий: 1) линза должна освещаться равномерно, для этого расстояние от нее до источника должно быть достаточно большим; 2) диаметр изображения линзы должен быть больше высоты щели; 3) минимальный размер изображения диафрагмы D, даваемого линзой Ья, должеп быть не меньше диаметра коллиматорной линзы Ьц.
Исходя из этих условий, можно подобрать фокусы и относительные отверстия линз, хотя пе всегда это легко сделать. Например, для трехлинзового осветителя, прилагаемого к спектрографу ИСП-51, для узких диафрагм, входящих в его комплект, условие 3) не выполняется и, пользуясь этими диафрагмами, заполнить коллиматор не удается.
Потери света в трехлинзовом осветителе, конечно, больше, чем при освещении простой линзой, и экспозиции приходится несколько увеличивать. Однако практической роли это обстоятельство обычно не играет.
142
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл. V
2500	3500	4500
Рис. 5.20. Зависимость от длины потны расстояний Xt, х2 и х3 дляноахро-матизованного кварцевого конденсора спектрографа К-24.
Расстояния xlt х2 и х3, необходимые для правильной установки конденсора, указываются в паспорте спектрографа. Объективы и L2 обычно делают ахроматическими. Иначе расстояния хх, х2 и х3 необходимо менять при изменении регистрируемой области спектра (рис. 5.20).
Растровый конденсор. Серьезным недостатком описанных конденсоров является большая чувствительность установки к перемещениям источника в направлении, перпендикулярном оптической оси прибора. Это обстоятельство не только требует очень точной установки источника, но и неблагоприятно сказывается при употреблении неустойчивых в пространстве источников (искры, дуги), которые непрерывно смещаются в пределах нескольких миллиметров. Для получения равномерно освещенных спектров от таких источников разработан растровый конденсор [5.1]. Он обладает рядом преимуществ, хотя пока и пе получил широкого распространения.
Простейший растровый конденсор (рис. 5.21) состоит из плоско-выпуклой линзы 7, па плоской стороне которой нанесен растр 2. Он состоит из тесно расположенных небольших липз 3 с одинаковыми фоку
сными расстояниями. Линза 1 отображает источник 4 в плоскости линзы 5. помещенной перед щелью спектрального прибора 6. Совокупность липз 3 и 7 дает уменьшенные изображения истопника в плоскости 7. Количество и
Рис. 5.21. Освещение щели растровым конденсором.
размеры этих изображений определяются количеством и фокусным расстоянием липз растра. Линза 5 отображает плоскость 7 в плоскости коллиматорного объектива 8. Последний оказывается заполненным светом, причем на все его участки падает свет от всех участков источника. Если величина смещений источника при его блуждании сравнима с размерами самого источника, то эти перемещения практически не сказываются на условиях освещения прибора.
Описанная схема не всегда позволяет равномерно осветить щели с большой угловой высотой. Кроме того, она не дает возможности проводить селекцию свечения из разных зон источника.
Болес сложная схема (рис. 5.22) не имеет этих недостатков. Линза 7 образует изображение источника 2 в плоскости линзы 3, где расположена
§ 3]
УСТАНОВКА ИСТОЧНИКА И ОСВЕТИТЕЛЬНОЙ СИСТЕМЫ
143
диафрагма 4. Линза 3 дает изображение липзы 1 в плоскости первого растра 5. Последний дает изображение линзы 3 в плоскости второго растра 6. Линза 7 вместе с растром 6 дает изображение линзы 8 в плоскости щели 9. Линза 10 отображает плоскость 6 в плоскости коллиматорного объектива. Растры 5 и 6 могут быть
одинаковыми; расстояние между ними равно их фокусному расстоянию.
Чем меньше липзы растра, тем более совершенна осветительная система. Диаметр растровой линзы должен быть но более
Рис. 5 22. Освещение июли с помощью оптической схемы,, включающей два растровых конденсора.
0,1 диаметра конденсорной линзы. Наряду с липзо-
выми применяются также
зеркальные растровые конденсоры. Растры иногда делаются из цилиндрических линз. Это возможно, поскольку блуждания источника происходят обычно в одном направлении, перпендикулярном его оси, и только их сле
дует компенсировать.
Следует отметить, что общая экспозиция при использовании растровых конденсоров возрастает. Это связано с тем, что объектив коллиматора оказывается заполнен «пятнами», составленными из отдельных изображений источника. Коэффициент использования светосилы определяется соотношением размеров изображения источника и линзы растра в плоскости коллиматорного объектива. По грубым оценкам потери света при этом составляют 50 -4- 90%.
§ 3. Установка источника л осветительной системы
 Установка источника света. Для правильного освещения спектрального прибора источник должен находиться па оптической оси коллиматора, а оптические оси линз осветительной системы должны совпадать с осью коллиматора. Точность установок зависит от угловых размеров источника. Она должна быть тем больше, чем эти размеры меньше.
Для облегчения установки все оптические детали закрепляются в специальных оправах, имеющих установочные винты. Оправы закрепляются на рейтерах, перемещающихся по оптическому рельсу.
Прежде всего необходимо установить рельс параллельно оптической оси прибора. Для этого на рейтере как можно ближе к входной щели против ее центра укрепляют точечный источник света, например лампочку от карманного фопаря.
Широко открыв входную и выходную щели прибора, располагают глаз вблизи центра выходной щели (или фокальной прорези спектрографа) так, чтобы в него попадала видимая область спектра. Нели источник установлен достаточно точно, то он виден в центре коллиматорной линзы. Затем рейтер отодвигают на расстояние 50 — 100 см от щели. При правильной установке рельса положение источника относительно центра коллиматора не должно смещаться. В большинстве случаев рельс скреплен с прибором и снабжен установочными винтами для придания ему правильного положепия. Контроль ведут по положению источника относительно центра коллиматора. Затем точечный источник заменяют другим, с которым будет вестись работа. При этом также должна соблюдаться неизменность положения изображения источника относительно коллиматорной липзы при перемещении вдоль рельса.
Установка осветительных линз. Если применяется одполипзовый конденсор, то расстояние от источника до щели L должно удовлетворять условию
144
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Г, X
А 4 Fк, где FK — фокусное расстояние конденсора. Устанавливают конденсор так, чтобы он давал уменьшенное изображение источника на середине щели. Если при правильной установке рельса и источника переместить конденсор так, чтобы на щель спроектировалось увеличенное изображение источника, то центр его снова должен совпадать с центром щели. Щель удобно закрывать крышкой с белой поверхностью и крестом, центр которого совпадает с центром щели.
Если центры увеличейного и уменьшенного изображения источника не совпадают, центр увеличенного изображения источника совмещают с перекрестием, перемещая источник. Затем снова приближают конденсор к щели и совмещают центр уменьшенного изображения с перекрестием, перемещая конденсор. После одной-двух таких коррекций оба изображения будут расположены правильно относительно центра щели.
Спроектировав источник на щель и рассматривая его глазом, расположенным вблизи фокальной плоскости, при достаточно точном совпадении
Рис 5.23. Вид освещенной коллиматорной линзы со стороны фокальной поверхности: а) и б) конденсор расположен на оси коллиматора, в) и г) конденсор смещен относительно осп коллиматора.
оптической оси коллиматора с осью конденсора мы увидим объектив камеры равномерно светящимся. Он может светиться не весь, если относителБное отверстие конденсора недостаточно для заполнения отверстия прибора, но картина должна быть при этом симметрична. Если светом заполнена только часть отверстия, то это свидетельствует о неправильной установке оси конденсора относительно оси коллиматора. Это исправляется небольшим перемещением рельса. Получаемые картины иллюстрируются рис. 5.23.
Если установленный конденсор является элементом трехлинзовой осветительной системы, например его первой линзой, то после установки несущий ее рейтер можно снять и точно таким же путем установить вторую линзу конденсора. При этом уже ни источник, ни рельс трогать нельзя; коррекции осуществляются только перемещением линзы.
Затем устанавливают первую и вторую линзы на нужных расстояниях от источника и щели. Для этого наблюдают за изображением источника на экране, устанавливаемом в плоскости второй линзы, и за изображением первой линзы па крышке щели. Для облегчения последнего наблюдения на оправе первой линзы можно закрепить диафрагму в виде прорези, края которой позволяют увереннее проводить фокусировку.
Третья линза осветителя устанавливается обычно на кольце, одеваемом на щель. Этим обеспечивается ее автоматическое центрирование относительно оси. Когда эта линза устанавливается на самостоятельном рейтере вблизи щели, нужно проследить, чтобы изображение диафрагмы, помещенной перед второй линзой, было в плоскости коллиматорного объектива. Это достигается правильным выбором фокусного расстояния антивиньетирующей линзы. Коллиматор должен быть заполнен светом. Заполнение проверяется как и при установке первой линзы. Коррекция осуществляется только перемещением третьей линзы.
5 3]
УСТАНОВКА ИСТОЧНИКА И ОСВЕТИТЕЛЬНОЙ СИСТЕМЫ
145
Правильность установки осветительной схемы легко проверять только для видимой области спектра. Для ультрафиолетовой области положение облегчается, если используется ахроматическая оптика. В противном случае линзы устанавливаются для видимой области, а затем смещаются в соответствии с кривой дисперсии материала линз.
Установка слабых и импульсных источников. Часто в спектроскопии приходится исследовать источники, дающие очень слабое свечение или излучающие только ультрафиолетовую или инфракрасную область спектра, а также импульсные источники света. Непосредственная установка таких источников по описанной выше схеме невозможна.
В случае слабых источников работают в затемненном помещении. При длительной (30—G0 мин) адаптации глаза к темноте чувствительность зрения сильно возрастает и изображение, совершенно исчезающее в обычных условиях. может сделаться хорошо видимым.
Ври систематической работе с такими источниками целесообразно степы и потолок лаборатории выкрасить черной матовой краской.
Иногда исследуемый слабый или импульсный источник можно заменить гга время юстировки стационарным источником достаточной яркости. После окончательной юстировки всей системы вместо итого источника ставится исследуемый. Оп должен быть достаточно точно установлен в требуемое положение. Разу.меется, чем меньше исследуемый источник, тем точнее должна проводиться зта подмена. В качество установочного источника удобно применять маленькие точечные лампочки для карманного фонаря или медицинские для цистоскопов и уретроскопов. Их положение легко установить с точностью до десятых долей миллиметра.
В случаях, когда положение источника задано и его нельзя переместить и установить на оси спектрального прибора, приходится перемещать прибор, пока ого ось не окажется направленной па источник света. Оптический рельс и осветительные липзы устанавливаются обычным способом.
Существенную помощь при установке сложных оптических систем может оказать небольшой гелий-неоновый лазер, пучок параллельных лучей которого позволяет легко и точно устанавливать даже далеко расположенные друг от друга элементы оптической системы. Сфокусированный линзой лазерный пучок даст почти идеальный точечный источник света.
Установка ширины щели. При установке копдепсорпой системы щели спектрального прибора вначале устанавливаются максимально широкими. При наблюдении заполнения коллиматора щели выгодно сузить, иначе в глаз попадает слишком много света. Однако не следует делать щельужеО,!—0,2.мл«, так как при очень узких щелях происходит увеличение угловой ширины пучка в результате дифракции на щели. При этом коллиматор может оказаться запо.игеппым светом, даже при неправильно установленном конденсоре.
После проверки заполнения устанавливают рабочую ширину щели. Для этого осторожно закрывают щель, пока доступ света через пес не прекратится. За этим нужно следить через широко открытую выходную щель или фокальную ироре.зь прибора, определяя момент, когда объектив камеры станет совсем темным. Для облегчения наблюдений при этом глаз нужно адаптировать к темноте и защитить от постороннего света, накрыв голову и камерную часть прибора темной материей.
Убедившись, что щель закрыта, не прекращая наблюдения за камерным объективом, начинают вращением винта осторожно открывать щель, пока не появится едва заметный свет в приборе. Замечают показания па головке впита щели и открывают щель на нужное число делений, считая от отмеченного деления. Это необходимо потому, что пулевое деление шкалы винта щели часто бывает смещено относительно положения винта, при котором щель закрыта, кроме того, впит может обладать заметным мертвым ходом.
К) X. H Зайде п. г др.
146
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл. V
§ 4. Фокусировка спектрального прибора
Фокусировкой называется операция, в результате которой добиваются того, что инструментальный контур имеет наименьшую, характерную для данного прибора, ширину. Для этого приемные элементы прибора (фотослой, выходные щели) должны быть совмещены с поверхностью, на которой оптическая система спектрального прибора образует монохроматические изображения входной щели. Кроме того, отдельные элементы оптики должны располагаться так, чтобы аберрации всей системы были минимальны. Практически это означает, что входная щель должна находиться вблизи фокуса коллиматорного объектива, а в случае прибора с вогнутой решеткой — на круге Роулапда.
При фокусировке необходимо перемещать отдельные узлы спектральною прибора до получения наилучшего качества изображения спектральных линий — наиболее узкого спектрального контура.
Обычно совокупность возможных перемещений элементов прибора очень велика. Поэтому следует руководствоваться определенной системой, иначе придется проделать для получения хороших результатов слишком большое количество проб и фокусировка даже простого прибора займет долгое время.
К сожалению, нельзя указать общих приемов для фокусировки всех приборов, так как опи в значительной море определяются их конструкцией. Поэтому здесь будут даны только некоторые рецепты, руководствуясь которыми можно составить план фокусировки того или иного прибора.
Выбор источника и системы освещения. Для фокусировки следует применять источник линейчатого спектра, дающий но возможности слабый фон и узкие яркие линии, расположенные достаточно часто в интересующей нас области спектра.
Ширина контуров применяемых линий должна быть мала по сравнению с шириной инструментального контура. Это требование легко выполняется для относительно небольших приборов и вызывает серьезные затруднения, когда разрешающая сила превышает 103. Кроме того, размеры источника должны быть достаточно велики, чтобы с его помощью легко можно было равномерно осветить щель и заполнить светом коллиматор.
Следует напомнить, что неполное или неравномерное заполнение светоч действующего отверстия коллиматора может существенно повлиять па инструментальный коптур прибора.
Для фокусировки часто используют свет ртутпой лампы низкого давления, а также дуги между электродами из желоза или меди. Широко используются также газоразрядные трубки, в частности, небольшие неоновые лампы или гейслоровские трубки, заполненные инертными газами. Для фокусировки прибора высокой разрешающей силы применяют источники, дающие более узкие линии, например, газовый лазер или охлаждаемый полый катод.
При фокусировке большинства приборов с фотоэлектрической регистрацией источник должен быть достаточно стабилен. Колебания его яркости могут внести искажения в регистрируемый инструментальный контур.
Источники света относительно больших размеров, например неоновые или ртутные лампы, можно располагать на близком расстоянии от щели, с тем, чтобы обеспечить заполнение коллиматора без применения конденсора. Небольшими по размеру источниками, например, дугой, лучше всего пользоваться для освещения щели рассеянным светом. Рассеиватели целесообразно применять, если можно воспользоваться для фокусировки яркими линиями.
Если же мы вынуждены для фокусировки пользоваться относительно слабым источником небольших размеров, то приходится применять для запол-
§ 41
ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
147
пения коллиматора кондепсорную систему. Обычно вполне удовлетворительные результаты дает одполипзовый (лучше ахроматический) конденсор, проектирующий па щель увеличенное изображение источника.
Фокусировку желательно проводить при ширине щели, меньшей, чем та, при которой будет использоваться прибор.
Острота фокусировки. При смещении светочувствительной поверхности фотопластинки или выходной щели относительно оптимального положения происходит уширение инструментального контура прибора или дефокусировка. Минимальное перемещение этих элементов, отражающееся на ширине
Рис 5.24. Уширение спектральной линии при расфокусировке* а) фокальная поверхность перпендикулярна оси камерного объектива, б) наклонная фокальная поверхность.
инструментального контура, характеризует остроту фокусировки. Чувствительность к такого рода перемещениям для разных приборов различна.
Пусть камерный объектив имеет диаметр D и фокусное расстояние F. Предположим, что фотопластинка Р’ смещена относительно фокальной поверхности прибора Р па расстояние х. Для простоты считаем, что фокальная поверхность перпендикулярна оси камерной линзы. Из рис. 5.24, а следует, что б/х = D[F, или
Ь = х^г„	(5.26)
Смещение х но скажется на качестве фокусировки, если величина б существенно меньше предела, разрешаемого прибором. Этот предел обычно лежит вблизи 10“2 мм, и можно положить, что допустимы смещения фокальной поверхности, для которых б < 1(42 мм. Отсюда
х < 10~2 -jy мм.	(5.27)
D 1
Для прибора с относительным отверстием — = — х < 10-1 мм. Для прибора с относительным отверстием 1 : 40 (ДФС-8) минимальное перемещение, которое чувствует прибор, лежит вблизи 0,5 мм. Прибор со светосильной камерой (D/F = 1/2) чувствителен к перемещениям фотопластинки па сотые доли мм.
Легко понять (рис. 5.24, б), что если фокальная поверхность наклонена по отношению к падающему лучу, то чувствительность фокусировки прибора к малым смещениям фотопластинки увеличивается. Нетрудно показать, что для приборов с небольшим относительным отверстием
б=^-г,	- .	(5.28)
7< sin2 е	' г
10*
148
ОСВГЛПГ.ППГ. И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл V
Здесь 6-уюл падения света „а светочувствительную поверхность. Та-ки.м образом, чувствительность к смещениям фотопластинки для приборов с наклонной фокальной поверхностью возрастает в l/sin2e раз.
При фокусировке часто перемещается не сама светочувствительная поверхность или выходная щель, а какой-либо из оптических элементов, например камерный объектив. В этом случае остроту фокусировки характеризует чувствительность к смещениям этого элемента.
Критерии оптимальной фокусировки. Фокусировка обычно сводится к получению ряда спектров источника, соответствующих различным положениям деталей спек трального прибора. Фокусировка производится методом последовательных приближений, который мы поясним па примерах фокусировки конкретных приборов.
Остановимся сначала па способах выбора «наилучшего» спектра.
Первый этап фокусировки сводится к получению серии спектрограмм при грубом перемещении фокусирующего элемента, например объектива
т
Л i ’
ШИВ «
. .. ____________ ‘.ИШвМ
I II ИЮ ИИИИ1ШПII Й1ИИГЛ1 Яй» i «15' -М1ЯВ. ям ..	• -	-	- - <шня
mine явв 11111 ЯГ1 '
НИИ «1 : ин» ® а : I II ПИ : • -j I II И» 4» -з I ИИ» 1 5 пиша
Illi IIB 'k.! 1  I II 11И1 '!•! Я I II ПЯ О. 1 I И НИ *! i
. 9.0- 1 II < : ПНЖИ11Ы1.ilium 4» i Ml
1 ' ‘ни’ пйв1ан111В1пш11111111»«гп: m
A0,0->I И! 1«.ИМ1111И111МИГ11 W «Г
I II i ЙИ»1Ы1И11Н111МГН j ЙН iia - I lli iiim’MiiiiiiiiirniHiiiaiB н «иг.; ai;
12,0 — 111 ИИИ1111М1!ПН1ИН1:«Шаь ЯН Н
||М! вия Шал. АШШШ>
W lull «Mlllllinil 1 Й111МИЖШВвГ [ ВИ1: HI НЮ ЯМ1Ш1ППI BHUIMMKI I1ВП1 №t <hm imraiiiiii iiiiii»ii««i№: mill I; iinoHiimitmmro»^ нтh h . ни «miiwii«mb!« жжг> । ши-» n iiiMHiumifiinib а «и' ini. H	Hill,!
t	г  ini 
WE Ml” ill in 1H! 
HWUSI ' О .М141МЯ1' HUM
iiilll
Л& -и
шяЛ
Рис. 5 25. Вид спектров, снятых на снекгпограф'» 1Н’ГГ-’»1 ппи послодона гртьпых смещениях камер-Н<)| (> <><’| |.(Ч 1 I’B I
камеры спектрографа. Если острота фокусировки по предварительной оценке 0,1 мм, то в первом опыте мы регистрируем спектры, перемещая объектив через 0,5 мм и охватывая весь интервал, на который он может перемещаться.
На полученной таким образом спектрограмме отчетливо видно, в каких спектрах липин наиболее узки (рис. 5.2э). Затем объектив перемещается вблизи этих делений уже через 0.1 или даже через (),()•> мм.
Наблюдаемые спектры при простом рассматривании иногда кажутся одинаково хорошими, и мы не знаем, какому из них отдать предпочтение. В других случаях, наоборот, линии во всех спектрах кажутся нерезкими и нужно решить, является ли это результатом плохой фокусировки или следствием дефектов оптики прибора. В обоих случаях нужно иметь объективные критерии, позволяющие судить о качестве фокусировки.
Один из таких критериев был предложен Хартманом. При применении этого критерия фокусировка ведется следующим образом. С помощью
§ 4]
ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНОГО IIPJIJ.OI’X
149
гартмановской диафрагмы при каждом положении фокусирующего элемента фотографируется два спектра: первый — при закрытой верхней части щели и правой половине камерного объектива, второй — при закрытой нижней части щели и левой половине камерного объектива. Половинки объектива или диспергирующего элемента закрываются заслонками из картона или
другого материала.
Если спектрограф хорошо сфокусирован, т. е. плоскость фотоэмульсии совпадает с фокальной поверхностью Р (рис. 5.26), то правая и левая половинки объектива дают изображения соответ-
ствующих участков щели точно друг под другом. Линия выглядит непрерывной (рис. 3.27, а).
Если плоскость фотоэмульсии не совпадает с фокальной плоскостью, то, как легко понять из рис. 5.26, правая часы, объектива дает
Рис .’> 27 Вид у'метка спектра при положениях фотопластинки и плоскости Р (а), Р' (б), Р” (в) и Р, (г).
Гис. 5.2G. К объяснению нричерия фокусировки по методу Гартмана L — камерный объектив, Р — фокальная поверхность, Р', Р" и Р, — плоскость фотопластинки для случаев несфокусированного прибора.
Гис 5 28 Проверка правильности фокусировки (видоизменение метода Гартмана) L — камерный объектив, S — непрозрачный экран, Р — фокальная поверхность, Р' — положение фотопластинки, пе совмещенной с фокальной поверхностью
изображение щели, смещенное относительно изображения, рисуемого левой частью (рис. 5.27, б и в). При непараллсльности плоскости фотопластинки Pt и фокальной поверхности в различных местах спектра смещение участков линии различно по величине и даже по знаку (рис. 5.27, г). Измерив эти смещения, можно узнать, как нужно изменить положение фокальной поверхности, чтобы совместить ее с плоскостью фотоэмульсии.
После того как исправленное положение спектральной поверхности рассчитано, производится установка, которая спова проверяется тем же методом. При работе этим способом, впрочем, как и другими, нужно следить, чтобы все действующее отверстие спектрального прибора было заполнено светом источника. На практике этим методом пользуются редко,
поскольку пе во всех приборах удобно перемещать шторки перед объективом в промежутке между двумя экспозициями. Конструкции большинства спектрографов такой операции пе предусматривают и приходится делать специальные приспособления, позволяющие перемещать шторку, пе засвечивая и пе смещая при этом фотослоя.
Можно рекомендовать более простой прием, основанный на аналогичном принципе, ио возможно являющийся менее чувствительным. Если закрыт!) примерно треть объектива камеры непрозрачным экраном (рис. 5.28), то линии будут выглядеть двойными, когда прибор не сфокусирован, и одиночными при правильной фокусировке. При это.м необходимость в перемещении
150
ОСВЕЩЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
[Гл. V
экрана между двумя съемками отпадает. К сожалению, непосредственно нельзя установить, находится ли пластинка перед фокальной плоскостью или за ной. Об этом можно судить, имея ряд снимков при разных положениях фокусирующего элемента, если мы знаем направление его перемощения и сопоставляем его с изменением расстояния между двумя изображениями щели.
Чаще всего о качестве фокусировки спектрографов судят все же не по таким искусственно созданным дублетам, а по разрешению мультиплотов в богатом линиями спектре. В частности, спектрографы типа ИСП-28 при хорошей фокусировке должны разрешать составляющие триплета железа 3100 А. Хотя суждение о степени разрешения мультиплетов и является субъективным, все же посте известной тренировки можно почти всегда добиться столь же хорошей фокусировки, как и методом Гартмана.
Если качество спектра все же не удовлетворительно (липни асимметричны. имеют слабых спутников, вблизи линий имеется сплошной фон), то есть основание думать, что это связано с дефектами оптики, а не с фокусировкой. Закрывая участки призмы или решетки экранами из черной бумаги, иногда удается устранить действие таких дефектов. Часто экранирование небольшого дефектного участка, практически по сказываясь па светосиле прибора, существенно улучшает рисунок спектра.
Если низкое качество спектра связано с аберрациями объектива, то его можно улучшить с помощью круглой диафрагмы. В некоторых приборах такие диафрагмы предусмотрены конструкцией. Их удаление уширяет инструментальный коптур, но увеличивает светосилу, что часто оказывается более важным. Некоторые приборы снабжены ирисовыми диафрагмами, которые дают возможность для каждого случая подобрать оптимальное отверстие прибора.
У приборов с фотоэлектрической записью по море улучшения фокусировки не только сужается коптур линий, но и возрастает отброс, соответствующий максимуму линии. Величина максимального отброса более чувствительна к изменению положения фокусирующего элемента, чем ширина линии. Разумеется, при фокусировке необходимо пользоваться узкими щелями и устанавливать спектральную ширину входной и выходной щелей одинаковыми.
Критерием фокусировки может служить также глубина провала между двумя пе полностью разрешенными линиями. Чем провал глубже, тем лучше фокусировка. При этом желательно, чтобы обо линии имели одинаковую яркость
Для фокусировки больших приборов иногда применяются компоненты зеемановского расщепления. Меняя магнитное поле, можно подобрать удобное расстояние между компонентами и одновременно с фокусировкой определить разрешающую способность прибора.
Фокусировка призменных спектрографов. Операции, применяемые при фокусировке большинства призменных спектрографов, удобно проследить на примере спектрографа ИСП-51. В этом приборе приходится в процессе фокусировки менять положение ряда элементов.
Прежде всего щель устанавливается в фокусе коллиматорного объектива. Чаще всего для этого достаточно установить ее в положение, указанное в паспорте прибора. Если этих данных нет, то с помощью небольшой зрительной трубы, устанавливаемой «на бесконечность», рассматривают через коллиматорный объектив щель, освещаемую, например, матовой лампой накаливания. Перемещая щель, добиваются наибольшей резкости оо изображения. Очень большой точности для этой установки не требуется, так что можно ограничиться зрительной трубой с увеличением 5 X—10 х. Для такой установки приходится снимать со спектрографа коллиматор либо призмы.
ФОКУСИРОВКА СПЕКТР ХЛЫЮГО ПРИВОРА	151
После установки коллиматора на место вращают призменвую систему, пока наиболее важная область спектра не будет выведена на середину кассетной прорези. Эта установка может быть сделана по барабану длин волп либо визуальным наблюдением. Следует иметь в виду, что наилучшее положение фокусирующей оптики зависит от угла поворота призм. Поэтому установить призмы необходимо до фокусировки.
После установки призм проводят фокусировку, перемещая камерный объектив. Предварительную фокусировку удобно вести визуально, наблюдая в .луну с пяти — десятикратным увеличением спектр па поверхности матовой) стекла. Его помещают в оправе, заменяющей кассету спектрографа. Дальнейшая фокусировка проводится фотографически.
Острота фокусировки для трех камер спектрографа различна. Допустим, что мы пользуемся каморой с фокусом F 27 см. Относительное отверстие этой камеры 1 : 5.5 и в соответствии с (5.27) минимальное перемещение объектива, влияющее па качество фокусировки, будет 0,05 мм. Начиная фокусировку, делают ряд снимков, перемещая камерный объектив вблизи предварительно выбранного положения па 0.5 мм.
Получающиеся спектры показаны па ряс. 5.25. Из пего видно, что положение наилучшей фокусировки различно для различных участков спектра. Это означает, что неправильно установлен угол наклона кассеты.
При установке камерного объектива в положение, при котором лучше всего фокусируется средняя часть спектра (деление шкалы — 13,0), получаем ряд спектрограмм, соответствующих разлому углу поворота кассеты.
Правильный угол поворота можно оценить заранее, зная положение наилучшей фокусировки камерного объектива для краев и середины спектра. Из снектро) ра.мм (см. рис. 5.25) видно, что для получения наилучшей фокусировки правого края объектив приходится переместить на 9 мм по сравнению с его лучшим положением для левого края. При длине спектра в 0 см это соответствует углу поворота ?&9О. Затем получают ряд снимков, поворачивая кассету па небольшие утлы вблизи этого положения, и выбирают тот, для которого качество фокусировки примерно одинаково по всему спектру.
Установив это положение кассеты, проводят повторную фокусировку перемещением камерного объектива вблизи выбранного положения, двигаясь через 0,05 мм па 1 мм в обе стороны от начального деления. Пользуясь соответствующим критерием, выбирают наиболее хорошо сфокусированный спектр и закрепляют установку.
Если при этом обнаруживается, что резкость линий по одинакова по всему спектру, то проводят еще одну установку угла поворота кассеты, перемещая се на меньшие углы вблизи выбранного положения.
Аналогично проводится фокусировка камер УФ-84 и УФ-85 с фокусным расстоянием 80 и 130 см, только перемещения объектива камеры при первоначальной фокусировке делаются через 1—2 мм.
Как правило, хорошей фокусировки можно добиться, затратив не более четырех фотопластинок. Если фокусировка спектрографа сводится к перемещению только одного элемента (например, КСА-1), достаточно двух пластинок.
Сложнее фокусировка спектрографов, у которых ось вращения кассеты пе совмещена с поверхностью фотоэмульсии. В этом случае при повороте кассеты изменяется фокусировка всего спектра.
При фокусировке такого прибора приходится последовательно улучшать фокусировку, подбирая сначала лучший угол наклона, затем лучшее для него положение объектива, затем снова лучший угол наклона и т. д. При этом приходится обычно затрачивать 5—6 пластинок.
152
ОСВЕЩЕНИИ И ФОКУС.ИРОВК \ СПЕКТРАЛЬНЫХ I РИБОРОВ
IT I \
Проведя весь цикл фокусировки, лил все же нс знаем, является ли эта фокусировка иаилучшей для данного прибора. Для проверки можно рекомендовать сместить положение коллиматорного объектива па 1 —1,5 мм в обе стороны от выбранного положения и для каждой из установок коллиматора провести фокусировку камерным объективом. Из совокупности полученных спектрограмм выбирают лучшую.
Разумеется, фокусировку можно вести, пользуясь методом Гартмана, если по резкости линий трудно судить о степени фокусировки, а подходящих узких дублетов в спектре пет.
Фокусировка дифракционных приборов с плоской решеткой и зеркаль ними объективами (например, ДФС-8, ДФС-13) облегчается тем, что их оптика лишена хроматической аберрации. Это позволяет одновременно сфокусировать все области спектра.
Однако следует иметь в виду, что если постоянная решетки систематически меняется от одного края к друю.му, то решетка обладает фокусирующим действием. Это же будет иметь место, если пластинка, на которой нарезана решетка, по плоская. В общем случае фокусное расстояние будет несколько меняться для разных углов падения и дифракции. Поэтому фокусировку лучше проверять фотографически для всей исследуемой области спектра.
Небольшое относительное отверстие таких приборов определяет малую остроту их фокусировки. Достаточно точная визуальная фокусировка прибора достигается с помощью 10—15-кратпой лупы, фокальная плоскость которой совпадает с плоскостью фотоэмульсии.
В лупу можно рассматривать любую удобную линию, или просто спектр пулевого порядка.
Фокусировка приборов с вогнутой решеткой. Большой астигматизм, присущий вогнутой решетке, заставляет особенно заботиться о точной установке щели параллельно штрихам решетки.
Добившись перемещением фокусирующего элемента наплучшего качества спектра, вращают щель до тех пор, пока пе будет достигнут наиболее узкий инструментальный контур. В процессе юстировки нужно освещать всю щель по высоте. Если освещен небольшой ее участок, то качество изображения делается малочувствительным к повороту щели.
Большой наклон фокальной поверхности делает установку очень чувствительной к перемощениям кассеты. Поэтому приборы с вогнутыми решетками с углами падения и дифракции, близкими к 90° (приборы скользящего падения), требуют особенно тщательной и тонкой фокусировки. Такие приборы применяются для исследования вакуумной области спектра (см. например, 120]). Их фокусировка несравненно трудное фокусировки обычных приборов и подчас требует много терпения и изобретательности от экспериментатора.
Напомним, что при пространственной установке Игля изображения спектральной линии и щель по параллельны друг другу *). В этом случае для получения резких линий приходится устанавливать щель гак, чтобы опа нс была параллельна штрихам решетки. Здесь также критерием правильного угла поворота щели является наиболее узкий инструментальный контур.
Фокусировка фотоэлектрических приборов. При фокусировке фотоэлектрических приборов, перемещая фокусирующий элемент и записывая контур подходящей спектральной линии, добиваются максимального отброса или, что то же самое, наиболее узкого контура.
*) Такой же поворот изображения щели имеет место у всех спектральных приборов, в которых щель и ее изображение не лежат и одной плоскости главного сечения диспергирующего элемента.
§ 41
ФОКУСИРОВКА CJIEKTJ,A.1IJ>l!or<) ПРИБОРА
153
а)	<9
Рис. 5 29. К объяснению уширения аппаратной функции при фотоэлектрической регистрации.
Кроме обычной фокусировки в этом случае крайне важно установить выходную щель прибора параллельно изображению его входной щели, иначе ширина инструментального контура возрастает (рис. 5.29, а). Ширина инструментального контура увеличится и в том случае, если кривизна выходной щели отлична от кривизны спектральной линии (рис. 5.29, б). Это обстоятельство существенно отличает фотоэлектрические приборы от спектрографов, инструментальный коптур которых, в особенности для стигматич-пых приборов, не зависит от кривизны и наклона спектральных линий.
Установку параллельности спектральных линий и щели удобно делать визуально. Для этого устанавливают микроскоп с увеличением 30 х — —40)' так, чтобы получить резкое изображение щечек выходной щели. Входную щель следует освещать источником сплошного спектра или сделать ос достаточно широкой. Ширину выходной щели устанавливают 0,05—0,1 мм.
Затем освещают входную щель, суженную до 0,01 мм, источником линейчатого спектра. Выводят изображение линии, по которой производится фокусировка, па середину выходной щели, передвигают фокусирующий элемент и, не смещан
микроскопа, добиваются резкого изображения линии. Затем заменяют микроскоп лупой с увеличением 5 X —7 х , в которую видна вся линия по высоте, после чего поворотом диспергирующего элемента перемещают спектр вдоль направления дисперсии. Линия при этом должна исчезать за щечкой щели одновременно по всей высоте. Разновременное исчезновение верхнего и нижнего краев указывает па непараллелыюсть щели и линии. Если середина и края .линии исчезают не одновременно, значит, кривизна выходной щели и линии нс совпадают. В этом случае удается сузить инструментальный контур, ограничив действующую высоту щели, по очевидно, что при этом соответственно уменьшится поток, пропускаемый прибором.
В спектральных приборах, где сканирование спектра не предусмотрено, например в кванто.метрах, приходится брать выходную щель в 2—3 раза шире входной. При таком соотношении ширины выходной щели и спектральной лилии инструментальный контур прибора уширяется, зато уменьшается его чувствительность к дефокусировке и небольшим смещениям спектра.
ГЛАВА VI
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
§ 1. Типы приборов высокой разрешающей силы и их основные свойства
Принцип действия. Разрешающая способность 7? даже больших призменных приборов пе превышает 104—105, а для приборов с дифракционными решетками — нескольких сот тысяч. Однако имеется широкий круг спектроскопических задач, для решения которых необходима значительно большая разрешающая способность. Так, ири исследовании сверхтонкой и изотопической структуры спектральных линий необходимо разрешать компоненты линий, длины волн которых отличаются на 10“2—10~4 А. Для этого необходимы приборы с разрешающей способностью ИЛО5—5-Ю7. Такие приборы называются приборами высокой разрешающей силы. Их действие основано иа использовании многолучевой интерференции.
Здесь следует отметить, что первые работы по исследованию структуры спектральных линий были выполнены Майкельсоном с помощью двухлучевого интерферометра. При больших разностях хода между интерферирующими пучками в интерферометре Майкельсона системы интерференционных полос, соответствующие различным компонентам спектральных линий, оказываются смещенными друг относительно друга. В результате этого при перемещении одного из зеркал интерферометра периодически меняется контраст интерференционной картины. Изучая закономерности изменения контраста полос, Майкельсон исследовал структуру ряда спектральных линий Н2, Na, Cd, Т1 и ITg. В настоящее время метод Майкельсона послужил основой для создания фурье-сисктрометров (см. гл. VIII).
Из рассмотренных нами ранее приборов на принципе многолучевой интерференции основано действие дифракционной решетки (см., гл. II). Однако между действием дифракционной решетки и приборов высокой разрешающей силы имеются и существенные различия, что оправдывает выделение этих приборов в отдельную главу.
Как было показано ранее (см. гл. II), ширина инструментального контура дифракционной решетки обратно пропорциональна, а разрешающая способность прямо пропорциональна произведению числа интерферирующих пучков N па разность хода между соседними пучками До:
R-=kN=^-,	(6.1)
Зто остается справедливым также и для других спектральных приборов, действие которых основано па интерференции многих пучков *). Для дифрак-
*) Формула (6.1) справедлива для случая интерференции пучков равной интенсивности. Если интенсивность последовательности интерферирующих пучков убывает, то этой формулой можно пользоваться, если заменить N некоторым эффективным числом пучков А,,1)ф.
5 1]
ТИПЫ ПРИБОРОВ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
155
циоппой решетки большие значения 11 достигаются за счет интерференции очень большого числа пучков (N равно полному числу штрихов решетки и достигает у современных решеток величин »105), разность хода между соседними пучками невелика и составляет несколько X. Наоборот, во всех приборах высокой разрешающей силы число интерферирующих пучков сравнительно невелико (vV = 10	100) и высокая разрешающая способ-
ность достигается за счет больших разностей хода между ними (До—1 Ч-Ч- 50 см).
Другой отличительной особенностью приборов высокой разрешающей силы является малая величина спектрального интервала, свободного от наложения спектров соседних порядков. Величина этого интервала ДА, называется постоянной прибора. Малая величина ДА, для приборов высокой разрешающей силы также является следствием больших разностей хода между интерферирующими пучками. Действительно, интерференционные максимумы для лучей с длиной волпы А, образуются, если разность хода между соседними интерферирующими пучками равна целому числу длип волн До — кк. При этом будет образовываться интерференционный максимум и для длины волны к' к i\k. для которой выполнено условие Ао — к'/.'. Минимальное значение ДА, соответствует к — к' 1, откуда, приравнивая величины кк и к'к', найдем, что постоянная прибора
ДХ-4 = -^.	(6.2)
Полагая До --5 см и к =r-5-10_r> см, получим ДА, =- 5-10~10 см = - 0.05 А.
11 ри исследовании мпоголпнейчат ых спектров вследствие малой величины свободного спектрального интервала приходится скрещивать приборы высокой разрешающей способности с призменными или дифракционными спектральными приборами.
В настоящее время известно три основных типа приборов высокой разрешающей силы. Все они названы по имени их изобретателей: пластинка Люммера и Герке, которую иногда называют пластинкой Люммера, эшелон Майкельсона и эталон, или интерферометр, Фабри — Перо.
Из этих трех типов приборов пластинка Люммера и эшелон Майкельсона сейчас применяются редко. Их вытеснил интерферометр Фабри — Неро, который пе только более дешев и удобен в работе, но и обладает большей светосилой, чем два остальные. Поэтому мы уделим основное внимание эталону Фабри — Перо. Более полные сведения о всех приборах высокого разрешения можно найти в [21, 22].
Пластинка Люммера (рис. 6.1) представляет собой плоскопараллельную пластинку 1, изготовленную с большой точностью из высококачественного
оптического стекла или кварца. Пучок исследуемого света многократно отражается от поверхностей пластинки под угломф, близким к углу полного внутреннего отражения. Чтобы избежать потерь света при вводе пучка света
156
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
в пластинку, используется небольшая призма 2, паклеенная на поверхность пластинки. Так как угол гр близок к предельному, то при каждом отражении лишь небольшая часть энергии пучка выходит из пластинки под углом ср, близким к л/2. Таким образом, по обе стороны пластинки образуется ряд пучков, количество которых определяется длиной / и толщиной h пластинки и может быть легко рассчитано из геометрических соображений:
Оптическая разность хода между соседними пучками определяется тол щиной h и показателем преломления п пластинки. Действительно,
Д0--(ЛЯ ВС) п — AD.	(6.4)
h
Как следует из рис. 6.1, АВ — ВС —	, а Л29 . ‘lit tg ф sin ср. Учитывая.
что sin ср — n sin ф, и подставляя значения AB, ВС и AD в уравнение (6.4) получим
До — 2 nh cos ф.	(6.5)
Условие образования интерференционного максимума будет при этом иметь вид
2nh cos ф - кк,	(6.6'
или, если выразить cos ф через угол ср,
Д0=2Л]//г2— sin2 ср — кк.	(6.7)
Дифференцируя (6.7), нетрудно получить выражение для угловой дис
персии
,	2X114^-2 (n2-sin2ср)
dip   dr.
dk	К sin 2ф
(6-8)
Постоянную пластинки можно получить, подставив в (6.2) значение разности хода До из (6.7):
X2
Ак -------___________
2h ~|/п2 — sin2 ср
(6-9)
Это равенство является приближенным, так как при его выводе мы ле учли изменения разности хода при переходе от к к к )- ДХ за счет дисперсии материала пластинки. Более точная формула, учитывающая эту дисперсию, имеет вид
к2 ~|/п2 - sill2 <р
2А ( и2 — sin2 <р — пк )
(6.1(6
Для лучей, выходящих из пластинки под скользящим углом (ср ~ л/2). формула (6.9) принимает вид
______к2_____
2/г |А2 —1
(6.Н)
Разрешающую способность пластинки Люммера можно рассчитать по формуле (6.1), подставив значения N из (6.3) и До из (6.5):
Z e^-sin^cp.	((,12
А «ч п (|	4
« 1)
ТИПЫ ПРИБОРОВ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
157
Полагая sin ср — 1, для случая скользящего падения получим

((>.13)
Предельный разрешимый интервал длин воли при этом равен
XI _	?-2
/(а2 -1) *
(6.14)
Он определяется только длиной пластинки и ее показателем преломления и не зависит от ее толщины.
Формулы (6.12), (6.13) и (6.14), так же как и (6.9), выведены без учета дисперсии материала пластинки. Более точные формулы, учитывающие дисперсию, имеют вид
6Х =
X2 sin <р
п2— sin2 ср
(6.16)
При выводе формул (6.12) —(6.16) мы считали, что интенсивности всех интерферирующих пучков однаковы. Такое предположение допустимо, если угол падения световых пучков на поверхность пластинки близок к предельному, а длила пластинки нс слишком велика. Бели же свет отражается от поверхностей пластинки под углом, далеким от предельного, то интенсивности последовательных интерферирующих пучков быстро убывают. Б результате этого эффективное число интерферирующих пучков, определяющее разрешающую способность, оказывается значительпо меньшим, чем полное число пучков N, даваемое формулой (6.3). С учетом этого обстоятельства формулы для разрешающей силы и предельно разрешимого интервала принимают вид
(6>.17)
__ X2 ф/»'2 —sin2 ф
2АГ:,ф(1Л (n2-sin2<r -X»-g-)	(6.1S)
В предельном случае, т. е. для достаточно длинной пластинки, эффек-1'ивпое число пучков не зависит от длины пластинки и определяется соотношением
^фф = -?^,	(6.19)
где г — коэффициент отражения поверхностей пластинки, т — коэффициент, учитывающий осла’блепие светового пучка на пути между двумя последовательными отражениями за счет поглощения в пластинке.
Вместо обычной пластинки Люммера — Герке иногда употребляют воздушную пластинку, представляющую собой два параллельных полупрозрачных зеркала. Ход лучей в такой пластинке показан на рис. 6.2. Формулы для воздушной пластинки получаются из формул (6.4) — (6.18), если в них л d'1 л ПОЛОЖИТЬ П — 1 И -7Т- — 0.
158
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
На первый взгляд пластинка Люммера — Герке представляется очёнь простым прибором, однако трудности получения достаточно однородной и длинной стеклянной пластинки, ее деформации, небольшое количество
пропускаемого света и малая постоянная привели к тому, что она почти совершенно вышла из употребления.
Эшелон Майкельсона. Эшелон Майкельсоиа, пли ступенчатая дифракционная решетка, был изобретен в 1898 г. и дал возможность изучать важные для того времени детали спектра.
Эшелон состоит из отдельных стеклянных пласт инок одинаковой толщины, сложенных уступами, наподобие лесенки (рис. (>.3). Таким образом, это— прозрачная фазовая дифракционная решетка с малым числом штрихов (ступеней), большой шириной штриха и большой разностью хода между пучками, прошедшими через соседние ступени (высокий порядок спектра). Для правильной работы эшелона разности хода, вносимые всеми ступеньками, должны быть одинаковы с точностью по крайней мере до Х/4. Это достигается тем, что все ступеньки вырезаются из одной большой плоскопараллельной пластины, изготовленной с точностью Х/10. Пластинки соединяются таким образом, чтобы они приходили в оптический контакт друг с другом. Одинаковыми, правда с меньшей относительной точностью, должны быть и площади ступенек.
Выражения для угловой дисперсии эшелона, его разрешающей силы и постоянной легко написать аналогично формулам, которые были выведены для дифракционной решетки. Для случая нормального падения света на эшелон разность хода между пучками, дифрагированными под углом ср от соседних ступеней эшелона, как следует из геометрических соображений (см. рис. 6.3, а), равна
До = Аг — А1 — nh — cos ф + I ф.	(6.20)
Здесь h — толщина и I — ширина ступеней, п — показатель преломления пластинок эшелона.
Условие образования интерференционного максимума при этом имеет вид
nh — h cos ф -Д I sin ср — XX.	(6-21)
Выражение для угловой дисперсии эшелона нетрудно получить дифференцированием (6.21) по X. Для малых углов дифракции (ср « 0)
<6-22)
Формулы для постоянной эшелона и его разрешающей способности, без учета дисперсии материала пластинок, можно получить, подставляя в (6.1)
§ 1]
ТИПЫ ПРИБОРОВ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
15!»'
и (6.2) значение Ао из (6.20). Полагая ср » 0, получим
ДХ =
№
h (н — 1)
л___ N (п — ])h
li = X
(6.23)
(6.24)
Здесь N — число ступеней эшелона. Формулы с учетом дисперсии материала
У
Рис. 6.3. Эшелон Майкельсона: а)прозрачный, б) отражательный.
и
пластинок имеют вид
h (п — 1 —Ь-тт-) \	аЛ /
(6.23}
(6.26)
и
R = Nh	•
\ Л аЛ /
Распределение яркости в инструментальном контуре эшелона можно получить из соответствующего распределения для дифракционной решетки
160
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
Hi \1
(см. (2.12) гл. II):
/ - /. (м) h (v),	(6.27)
где
т . .	.“in2// т . sin2r.V
7i(u) = И /2(у) = —,  . ' ’ и-	' sin- г
При определении входящих и (6.27) величин и и г следует положить t — Ъ =-- I, поскольку постоянная решетки в этом случае равна ширине прозрачной части штриха. Величину До находят из у равнения (6.20).
При этом Л)ф — полная ширина главного максимума функции J, (к) — (уг твое расстояние между минимумами, соответствующими и л- л) оказывается в два раза больше, чем расстояние между соседними иаиными максимумами функции (г). В пределах /|\	главною максимума функции lt (ц) для каж-
/ 1 \	дой длины волны образуется, таким образом.
I | \	всего один или два интерференционных максп-
/ I \	му.ма (рис. 6.4), в зависимости от величины
aj _____у	разности хода, соответствующей прохождению
"— через эшелон неотклопеппых лучей.
йЕсли разность хода, даваемая формулой (6.20) для <р — 0, равна целому числу длин волн, то образуется один интерференционный максимум, совпадающий с главным максимумом функции Ii (н) (рис. 6.4. «). в противном случае наблюдаются два интерференционных максимума (рис. 6.4. б).
рис. 6 4.|Л111|арат11ь1С]фуш;ппи аше-	В случае малых углов падения света па
ЭВ1СЛОН угловая ширина максимума функции 71 (и) равна А,ср -- 2X/Z, а расстояние между соседними главными максимумами функции 12 (к) будет А<р = X/Z. Эта величина характеризует угловую область дисперсии эшелона.
Поскольку значения I для ступенчатой решетки обычно порядка 1 мм. т. е. примерно в 103 раз больше, чем для обычпой решетки, то угловая ширина спектра, даваемого эшелоном, очень мала. Для К 5000 А опа равна Аср -- 5-10"1 радиан. Поэтому для наблюдения спектра, даваемого эшелоном, обычно пользуются длиннофокусными камерными объективами. Например, для камеры с F = 2 м линейная величина области дисперсии AZ -- F А<р -- 1 мм.
Из-за малой величины постоянной АХ эшелон обычно скрещивается с монохроматором или спектрографом. При этом эшелон либо pacno.iai ается между коллиматорным объективом и диспергирующей системой спектрографа (внутренняя установка), либо помещается в параллельном пучке света, образованном специальным коллиматором, входная щель которого является выходной щелью монохроматора (внешняя установка). Одна из возможных схем установки с эшелоном Майкельсона показана па рис. 6.5.
Эшелон очень чувствителен к температурным изменениям. Поэтому его обычно тщательно термостатируют. заключая в камеру, соединенную с большим баком с водой комнатной температуры. Это позволяет, даже при длинных экспозициях, поддерживать постоянство температуры до 0.01 С.
Эшелон Майкельсона применяется в настоящее время сравнительно редко. Это связано с техническими трудностями его изготовления и использования. Кроме того, он имеет ряд принципиальных недостатков — малая область дисперсии и существенное искажение яркостей даже близких по длине волны линий из-за чрезвычайно сильной зависимости функции 71 (п) от угла.
§ и
ТИПЫ ПРИБОРОВ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
161
Помимо прозрачного может быть использован также и отражательный эшелон Майкельсона (см. рис. 6.3, б). Его теория была разработана еще самим Майкельсоном, однако из-за ряда технических трудностей осуществить эту идею долгое время не удавалось. Впервые отражательный эшелон был построен Вильямсом в 1933 г.
В отличие от прозрачного эшелона, изготовляемого из высококачественного оптического стекла, отражательный эшелон может быть сделан из плавленого кварца. Последний имеет малый коэффициент термического расширения, что значительно уменьшает чувствительность эшелона к изменению температуры. Зато требования к качеству обработки поверхностей отражательного эшелона вчетверо выше, чем для прозрачного.
Отражательный эшелон Майкельсона при тех же размерах, что и прозрачный, имеет значительно большую разрешающую способность и дисперсию.
Рис. 6 5 Схема расположения предварительного монохроматора и эшелона Майкельсона.
Это обусловлено большей оптической разностью хода между интерферирующими пучками. Действительно, при малых углах падения и дифракции разность хода между пучками, отраженными от соседних ступеней, Дотр = = Д' -'г Д" = 2/г. в то время как для прозрачного эшелона До — (п — i)h. При п =--1,5 величина Дотр—4 До. Соответственно разрешающая способность и дисперсия отражательного эшелона примерно в четыре раза выше, чем прозрачного.
Отражательный эшелон Майкельсона — Вильямса является единственным прибором высокой разрешающей силы, который может быть использован для исследований в вакуумной ультрафиолетовой части спектра. Несмотря на перечисленные достоинства, число исследований, которое было выполнено с помощью эшелона Майкельсона — Вильямса, все же остается небольшим. Это, вероятно, объясняется техническими трудностями изготовления хороших отражательных эшелонов.
Эталон Фабри — Перо. Эталон Фабри — Перо, иначе называемый интерферометром Фабри — Перо, сейчас является главным прибором, применяемым для получения высокого разрешения в спектре. Его действие основано на прохождении света между двумя плоскопараллельными светоделительными поверхностями. Эталон может быть выполнен в виде плоскопараллельной стеклянной или кварцевой пластинки, на обе поверхности которой нанесены светоделительные отражающие слои (рис. 6.6, а), либо в виде двух плоских полупрозрачных зеркал, расположенных параллельно друг другу и разделенных воздушным промежутком (рис. 6.6, б).
При прохождении пучка света через эталон Фабри — Перо в результате многократных отражений от полупрозрачных поверхностей образуется ряд И А. Н. Зайдель и др.
162
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
параллельных световых пучков. Разность хода между соседними пучками может быть вычислена из геометрических соображений аналогично тому, как это было сделано для пластинки Люммера. Она равна
A0=2tacos<p	(6.28)
для случая, когда зеркала нанесены па двух поверхностях плоскопараллельной пластинки, и
До— 2i cos <р	(6.29}
для эталона с воздушным промежутком. В обоих случаях ф — угол, под которым световые пучки отражаются от зеркал
Гис. 6 6. Два типа эталонов Фабри — ГГрро* л) стеклянная пластинка с зеркальными покрытиями б) эталон с воздушным ироможхтком.
Условие образования интерференционного максимума при этом имеет вид
2t cos ф — кк	(6.30)
для эталона с воздушным промежутком и
2tn cos ф -- кк	(6.31)
для эталона в виде стеклянной пластинки. В последнем случае угол ф, под которым пучки выходят из эталона, связан с углом ф соотношением sin ф = = п sin ф и условие (6.31) можно записать также в виде
2t п1— »ш2ф = /сХ.	(6.32)
Условие образования максимума (6.30)—(6.31) выполняется для всех лучей, составляющих угол ф с нормалью к его поверхности. Поэтому если за эталоном поместить линзу, то в ее фокусе образуется ряд ярких колец, соответствующих условиям 2tn cos ф( — кк, 2tn cos ф2 — (к — 1) А, и т. д. (рис. 6.7). Эта картина типична для интерференции в любой плоскопараллельной пластинке. Только в обычной пластинке коэффициент отражения г = 3 4- 5%, что приводит к очень быстрому ослаблению пучков по мерс увеличения числа отражений, а в эталоне г близко к единице, поэтому интенсивность каждого последующего пучка мало отличается от интенсивности предыдущего. В результате этого эффективное число интерферирующих пучков оказывается большим. Именно это и обусловливает высокую разрешающую способность эталона Фабри — Перо.
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭТАЛОНА ФАБРИ - ПЕРО
163
В настоящее время эталон Фабри — Перо почти полностью вытеснил из спектроскопической практики другие типы приборов высокого разрешения. Его конструкции достаточно разнообразны и достигли высокой степени
Рис. 6.7. Схема образования интерференционных конец в установке с эталоном Фабри — Перо (а) и вид интерференционных колец (б) (Hc-Ne-лазер)
совершенства, а способы применениями области использования непрерывно расширяются. Поэтому основные характеристики эталона, его конструкции и методика работы с ним будут подробно изложены в следующих параграфах. Детальное изложение этих вопросов можно найти также в руководствах [21—23].
§ 2. Основные характеристики эталона Фабри — Перо
При рассмотрении основных характеристик эталона Фабри — Перо мы ограничимся случаем эталона с воздушным промежутком между зеркалами, теория которого значительно проще, чем для эталона, представляющего
11*
164
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
собой стеклянную или кварцевую пластинку. Кроме того, в настоящее время эталоны с воздушным промежутком применяются в лабораторной практике значительно чаще.
Дисперсия. Выражение для угловой дисперсии эталона получим, продифференцировав (6.30) по X:
Исключив из (6.30) и (6.33) к, получим dtp	1
dk A. tg <р
При малом <р можно положить tg ф « ф и йф	1
dk	Хф
(6.34)
(6.35)
Из (6.34) следует, что дисперсия всех эталонов независимо от их толщины и других параметров одинакова. Вблизи от нормали дисперсия обращается в бесконечность. Знак минус указывает на то, что с ростом угла наблюдения уменьшается длина волны, для которой имеет место соответствующий максимум.
Постоянная эталона. Для определения углового расстояния между соседними кольцами, соответствующими данной длине волны, продифференцируем (6.30) по к:
—2t sin фАф = ХА/с.
Положив А/с = 1, получим
Зная угловое расстояние между кольцами Аф и угловую дисперсию эталона, нетрудно найти интервал длин волн, соответствующий расстоянию между соседними кольцами, или постоянную эталона
ДХ = -^Е- = ——	(6.37)
dtp 2t cos ф	'	>
~dk
Для малых углов падения cos ф « 1 и
AX«-g-.	(6.38)
Постоянную эталона можно также выразить в волновых числах v — 1/Х. Тогда
(3-3S)
Аппаратная функция. Анализ углового распределения энергии, даваемого эталоном Фабри — Перо, выполним аналогично тому, как это делалось в случае дифракционной решетки (см. гл. II).
Рассмотрим случай, когда два зеркала эталона разделены воздушным промежутком. Размеры зеркал будем считать достаточно большими, чтобы не учитывать дифракции на их краях и виньетирования наклонных пучков. Пусть оба зеркала характеризуются одинаковыми коэффициентами отражения г, поглощения е и пропускания т (г -}- е т — 1). Поскольку г, е и т — коэффициенты для интенсивностей, т. е. для квадрата амплитуды, то соответствующие коэффициенты для амплитуды будут ]/~г, \/Гц и )/Ч. После
§ 2]
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭТАЛОНА ФАБРИ — ПЕРО
165
каждого прохождения светового пучка через зеркальный слой амплитуда волны изменяется в У т раз, а после отражения — в У г раз.
Уравнение светового колебания для падающей на эталон волны может быть записано в виде
S' = A exp -[• фо)]-
Здесь А — амплитуда, со — круговая частота и ф0 — фаза колебания.
Для первого пучка, прошедшего через два зеркальных слоя без отражений, можно записать
S', = т А ехр [г (cot -- ф()].
Для второго пучка, который кроме двух прохождений через зеркала испытал два отражения, имеем
S2 — trA exp [i (cot ф, — 6)].
Здесь 6 = 2лА0/А, — изменение фазы колебания в результате прохождения пучком разности хода Ао.
Соответственно для /с-го пучка
Sk = тг'1-1 A exp {i [cot — ф1 (к — 1) 6]}.
Для получения окончательного результата интерференции произведем суммирование всех колебаний:
S = У Sk = Ат ехр [г (wt ф,)] У гй-1 ехр [г (к—1)6]. h=l
Эта сумма представляет собой бесконечную геометрическую прогрессию, сумма членов которой равна
Ат ехр | i(cot—<р,)]
Для нахождения интенсивности света, прошедшего через эталон, умножим эту величину на комплексно-сопряженпую. Тогда
I = SS* = 1п_______—-------- (6.40)
°(1 —r)2-| 4rsin2(6/2)	V '
Полученное выражение носит название формулы Эри. График этой функции для разных значений г дан на рис. 6.8. При выводе формулы (6.40) мы не
Рис. 6.8. Распределение интенсивностей	и интерференционной картине эталона при разных
коэффициентах отражения зеркал’ 1 — т — 95%, 2 — г — 80%, з — г — 60%.
учли возможных изменений фазы при отражении. Однако они не влияют на конечный результат, так как эквивалентны незначительному изменению толщины эталона.
Для эталона, представляющего собой стеклянную пластинку с нанесенными на ее поверхности полупрозрачными слоями, необходимо учитывать
166
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
потери на поглощение света в стекле. В этом случае формула для интенсивности света, прошедшего через эталон, имеет вид
/ = -------------5-5— ,	(6.41)
(1 — ег)24iv sin2 (6/2) ’	k '
где v — коэффициент ослабления света пластинкой за счет поглощения в массе стекла.
Из формул (6.40) и (6.41) видно, что максимумы функции I имеют место, когда 6/2 = /ел, что соответствует А =к‘к. Интенсивность в максимуме для эталона с воздушным промежутком (у — 1) при этом равна
/шах = 714^2--	(6-42)
В случае отсутствия потерь на поглощение в зеркалах 1 — г = т и /тах = /о, т. е. вся энергия, посылаемая источником в направлении максимума, проходит через эталон. Величина
т2
/ = 71777)2-	(6-43)
обычно называется пропусканием эталона в максимуме. Она зависит от коэффициента поглощения отражающих слоев е =1 — г — т, причем для больших г эта зависимость становится более сильной. В табл. 6.1 приведено пропускание эталона в максимуме для различных е и г.
Таблица 6.1
Пропускание идеального эталона Фабри — Перо в максимуме (Т), контрастность у = -Zmax/Tmln и эффективное число пучков А7эфф в зависимости от коэффициента отражения г и поглощения е
Г, %	Т в % при							V	^фф
	е=1%	е=2%	е=3%	е=4%	е=5%	е=6%	е=7%		
80	90	81	72	64	56	49	42	81	14
82	89	79	69	60	52	44	37	102	16
84	88	77	66	56	47	39	32	132	18
86	86	73	62	51	41	33	25	176	21
88	84	69	56	44	34	25	17	245	24
90	81	64	49	36	25	16	9	360	30
92	77	56	39	25	14	6	1,6	580	38
94	70	44	25	11	3	0	—	1040	51
96	57	25	6	0	—	—	—	2400	77
97	44	И	0	—	—	—	—	4300	103
98	25	0	—	—	—	—	—	9800	156
Поделив (6.40) на (6.42), найдем распределение интенсивностей в относительных единицах:
(6.44)
1_____________1________
7max _________4г__ 2Д ’
‘ (1-г)2	" 2
При данной толщине эталона максимум этой функции тем уже, чем больше г, и не зависит от других величин. Минимуму аппаратной функции, как следует из (6.40), соответствует sin (6/2) — 1. Интенсивность прошедшего света при этом равна
Т	W
ymln- {1_г)2 •
§ 2]
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭТАЛОНА ФАБРИ — ПЕРО
167
Соотношение интенсивностей в максимуме и минимуме аппаратной функции у = —тах называют контрастностью эталона. Очевидно, что ^min
нй)	<«•«>
и зависит только от г. Как видно из рис. 6.6, в результате многократных отражений светового пучка от зеркал эталона Фабри — Перо кроме системы
световых пучков, испытавших четное число отражений и распространяющихся в направлении падающего на эталон пучка света, образуется также система пучков, испытавших нечетное число отражений от зеркал. Результат интерференции этих пучков, распространяющихся в направлении зеркального отражения от поверхностей эталона, может быть получен аналогично тому, как это было сделано для прошедшего через эталон света. Различие между этими случаями заключается в следующем. Для света, про
6)
Рис G.9. Распределение интенсивностей в прошедшем через
□талон (а) и в отраженном (б) свете.

шедшего через эталон, интенсивности всех соседних пучков мало отличают-ся друг от друга, в отраженном же свете первый пучок существенно превосходит по интенсивности все остальные интерферирующие пучки и выделяется по фазовому сдвигу.
Можно показать, что картина интерференции, наблюдаемая в отраженном свете, является дополнительной по отношению к картине, наблюдаемой в проходящем свете. Строго говоря, это справедливо лишь при отсутствии потерь на поглощение. Под теми углами, для которых в проходящем свете наблюдается узкий интерференционный максимум, в отраженном свете наблюдается узкий минимум (рис.6. 9). Если в проходящем свете несколько линий дают разделенные системы колец, то в отраженном свете контраст картины существенно уменьшается уже в том случае, когда излучение источника содержит хотя бы две спектральные линии, так как на систему широких светлых колец с узкими темными промежутками накладывается другая система широких светлых колец. Поэтому эталон, за редким исключением, применяют для работы в проходящем свете.
Разрешающая способность. При определении разрешающей способности эталона Фабри — Перо мы не можем воспользоваться критерием Рэлея, так как аппаратный контур в этом случае не имеет побочных максимумов и минимумов. Обычно считают, что эталон Фабри — Перо разрешает две линии, расположенные па расстоянии 6Х, равном полуширине этих линий. Для нахождения 6А, воспользуемся формулой (6.44), положив в ней ///тах =0,5:
4г (1-г)2
 2 6 sin2 —
(6.46)
1
0,5
1
168
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
Если максимум аппаратного контура соответствует 6/2 = /сл, то точке контура, где I = 0,5 Zmax, соответствует 6/2 = (к -J- Д/с) л (Д/с — небольшая дробная доля порядка). Очевидно, что для малых Д/с
| sin (/с + Д/с)л | = | sin Д/сл | « | Д/сл |.
Подставляя в (6.46) sin2 (6/2) = (Д/сл)2, найдем значение Д/с:
““25-Д7Г-
Расстояние 6/с между двумя линиями, находящимися па пределе разрешения, выраженное в долях порядка, равно удвоенному расстоянию Д/с: 6/с^±±=^.	(6.47)
Vг
Для малых углов падения света на эталон в соответствии с (6.30)
/с = 4-	(6.48)
Дифференцируя это выражение, получим Аб/с /сбА, = 0, откуда
л“ТЙ7“|<яф	1<6-49>
Подставляя в (6.49) значения к из (6.48) и 6/с из (6.47), для разрешающей способности эталона получим
л =	(°-50)
Минимальный разрешимый интервал, выраженный в длинах волн, будет
6А = —(6.51)
При больших коэффициентах отражения можно заменить г единицей, иногда с точностью до нескольких процентов „ _	2я1	~ 6t
Я — Х(1—г) ~ Mi—г) ‘
Таким образом, разрешающая сила прямо пропорциональна толщине эталона t.
По аналогии с формулой разрешающей способности решетки, для эталона можно записать
(6.52)
2t
Я = /сДвфф = ^-Дафф.
(6.53)
Здесь Дафф — эффективное число пучков, т. е. такое число пучков равной интенсивности, которое обеспечивает ту же разрешающую способность, что и бесконечная последовательность пучков убывающей интенсивности.
Сравнивая (6.49) и (6.53) и учитывая (6.47), найдем эффективное число пучков:
^эф.ф = -^ = -Т=^.	(й-54)
Из (6.54) видно, что эффективное число пучков равно числу интерференционных колец, которое может быть разрешено в интервале между двумя соседними порядками. Величины АгЭфф для разных значений коэффициента отражения приведены в последнем столбце табл. 6.1.
§2]	ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭТАЛОНА ФАБРИ — ПЕРО	16£Г
При выводе формул для разрешающей способности и эффективного числа пучков мы условно считали предельно разрешимыми линии, расположенные на расстоянии 6Х, равном их полуширине. Провал в суммарном контуре двух линий равной интенсивности при этом составляет около 17%. Если исходить из требования, что величина провала в суммарном контуре-двух линий должна быть 20% (критерий Рэлея), то в формулы (6.50) и (6.54) вместо л войдет множитель 2,98.
Аппаратная функция и разрешающая способность реального эталона. Из приведенного рассмотрения следует, что разрешающая способность и контрастность эталона Фабри — Перо значительно увеличиваются при увеличении коэффициентов отражения зеркал, стремясь в пределе к бесконечности при г —> 1.
В настоящее время легко получить зеркало с диэлектрическими покрытиями, для которых г очень мало отличается от единицы. Однако при использовании зеркал с такими высокими коэффициентами отражения реальная разрешающая способность оказывается значительно ниже, чем теоретическая, даваемая формулой (6.50). Это объясняется тем, что’ реальный аппаратный коптур эталона существенно отличается от контура, описываемого функцией Эри (6.40), выведенной для идеального эталона, имеющего совершенно плоские, строго параллельные и бесконечно протяженные поверхности. В действительности зеркала эталона имеют конечные размеры, отличаются от плоскостей и не являются строго параллельными. Дифракция света на зеркалах конечных размеров приводит к некоторым отступлениям реального распределения энергии от даваемого формулой (6.40). Для обычных спектроскопических исследований влияния дифракции малосущественно. Однако оно делается очень значительным при применении интерферометра Фабри — Перо в качестве открытого резонатора для лазера.
Более существенным следствием конечности размеров зеркал является виньетирование пучков после ряда отражений. Причем оно тем больше, чем больше угол, под которым наблюдается максимум. Это приводит к тому, что интенсивности пучков для эталона с зеркалами конечных размеров убывают быстрее, чем для эталона с бесконечно протяженными поверхностями. Следствием является уменьшение эффективного числа пучков и разрешающей способности эталона. Влияние виньетирования особенно важно для эталонов, имеющих большую толщину и высокие коэффициенты отражения зеркал.
Чтобы понять, как влияют отклонения зеркал от плоскости на вид инструментального контура эталона, представим себе, что эталон состоит из ряда участков, толщина которых отличается на небольшую величину. Очевидно, что каждый участок эталона образует свою систему колец, сдвинутую относительно системы колец, образованной другими участками. Это приводит к уширению инструментального контура. Общее количество энергии, сосредоточенной в данном кольце, остается таким же, как и для эталонов с идеальными зеркалами, а интенсивность в максимуме уменьшается за счет расширения контура.
Для анализа вопроса о необходимой точности изготовления поверхности положим, что допустимы отклонения от плоскости, вызывающие уширения инструментального контура, равные ширине инструментального контура такого же эталона с идеальными зеркалами. Вычисление этого уширения затруднительно, так как последнее зависит от формы дефектов и распределения их по поверхности зеркала. Для ориентировочной оценки уширения контура, связанного с ошибками в изготовлении зеркал, допустим, что два элемента эталона различаются по толщине на величину At. Величину смещения колец, образованных этими элементами, выраженную в долях порядка,
170
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
найдем, дифференцируя (6.30) по t. Для малых углов падения
Д/с = уД/.	(6.55)
Если положить, что это смещение не должно быть больше ширины инструментального контура 6/с, то можно найти связь между коэффициентом отражения зеркал и необходимой точностью их изготовления. Приравнивая значения Д/с и 6/с, даваемые формулами (6.55) и (6.47), получим
a*=2F-V^-	<6-56)
Для зеркал с высокими коэффициентами отражения ]Лг « 1 и
Д^А-(1-г)Х.	(6.57)
Таким образом, чем больше коэффициент отражения, тем выше требования к точности изготовления зеркал. Так, если г'=85%, то А/ -А./40, а для г = 94% А/ = Х/100.
Таким образом, чтобы дефекты поверхностей эталона пе привели к существенному уширению аппаратного контура и к уменьшению разрешающей способности, зеркала с г =85% должны быть изготовлены с ошибкой не более А./40, а зеркала сг =94% — с ошибкой не более л/100.
Такая же погрешность Аг допустима и при установке двух плоских зеркал на параллельность. Если размеры зеркал D, то угол Аф между ними должен быть не более \t/D.
Формула (6.57) носит приближенный характер. Если площадь дефектов мала по сравнению с размерами зеркала, то относительно большие отклонения от плоскости дадут малый вклад в образование инструментального контура. Поэтому в действительности допустимы зеркала несколько худшего качества, чем это следует из формулы (6.57).
Диафрагмируя эталон, иногда удается повысить его разрешающую способность, уменьшив влияние ошибок поверхностей. Однако при этом следует иметь в виду, что при малых отверстиях эталона более существенную роль начинает играть виньетирование наклонных пучков, а это, в свою очередь, снижает разрешающую силу.
Ошибки поверхности зеркал уширяют инструментальный контур и снижают тем самым яркость в максимуме интерференционной картины. Яркость в минимуме при этом остается неизменной. Это приводит к уменьшению контрастности реального прибора по сравнению с контрастностью идеального эталона. Связь между качеством обработки поверхностей и оптимальным коэффициентом отражения зеркал всегда следует иметь в виду. Применение чересчур большого коэффициента отражения при недостаточно высоком качестве зеркал приводит к энергетическим потерям. Действительно, если при данной ошибке изготовления поверхности Аг коэффициент отражения существенно больше, чем это задается формулой (6.57), то ширина инструментального контура будет полностью определяться дефектами зеркал. Количество же энергии, пропускаемое эталоном, убывает по мере увеличения коэффициента отражения. Это связано с сужением контуров, описываемых функцией Эри, а при наличии потерь также и с уменьшением пропускания в максимуме (см. табл. 6.1).
Картина совершенно аналогична получаемой при сужении щели спектрографа до величин, меньших ее нормальной ширины,— разрешающая способность не увеличивается, а количество полезной энергии падает.
До появления диэлектрических покрытий разрешающая способность эталона лимитировалась коэффициентом отражения, который трудво было
S 2]
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭТАЛОНА ФАБРИ — ПЕРО
171
получить более 80 — 90%. Сейчас коэффициент отражения легко может быть доведен до 97—98%. Поэтому главной причиной, ограничивающей разрешающую способность эталона, являются дефекты поверхностей. В соответствии с (6.49) разрешающая способность R = к/8к, где 8к — ширина инструментального контура. Если ширина инструментального контура определяется только дефектами зеркал, то 8к следует заменить на Д/с. Тогда, воспользовавшись формулами (6.48) и (6.55), найдем разрешающую способность реального эталона:
Ыс М •
(6.58)
Практически невозможно пока изготовлять поверхности размером в несколько сантиметров с ошибкой Д£ < Х/100.
Более точная установка на параллельность также затруднительна. Это означает, что при эталоне толщиной 100 мм можно иметь разрешающую силу не более 2-107. Большие толщины трудно получать, кроме того, значение
постоянной эталона оказывается при больших толщинах слишком малым.
Светосила. Рассмотрим сначала светосилу эталона без предварительной монохроматизации. Освещенность колец, даваемых эталоном, определяется
яркостью изображения и телесным углом, в пределах которого свет падает на фокальную поверхность. Как известно, яркость изображения равна яркости источника В, умноженной па пропускание системы Т. В нашем случае пропускание эталона в максимуме описывается уравнением (6.43).
Телесный угол равен со — S/F2, где S — площадь зеркал эталона и F — фокусное расстояние объектива, дающего изображение колец. Таким образом, освещенность в максимуме колец, даваемых эталоном, будет
Е = ТВ-^,	(6.59)
а светосила эталона по освещенности
т ____т $
^ОСВ   *	•
Рис. G 10. Вид аппаратного контура при записи интерференционной картины при различном отношении диаметра выходной диафрагмы к полуширине теоретического аппаратного контура эталона: 1 — ДХ/6Х — 0,	2 —
АХ/ОХ = 1/2,	<? —ДХ/6Х
= I, 4 — ДХ/6Х — 3.
При фотоэлектрической регистрации излучения, пропущенного эталоном Фабри — Перо, измеряемой величиной является световой поток. Для выделения излучепия нужной длины волны в плоскости, где фокусируются кольца, помещается круглая или кольцевая диафрагма. При сканировании интерференционной картины (см. стр. 192) вследствие конечных размеров диафрагмы инструментальный контур
существенно отличается от даваемого кривой Эри. Вид инструментальных контуров при различных диаметрах диафрагмы представлен на рис. 6.10. Очевидно, использование диафрагмы, спектральная ширина которой значительно больше ширины контура линии 6А,, не приводит к увеличению
пропущенного светового потока для измеряемой линии. Однако при этом существенно уменьшается разрешающая способность спектрометра. Наоборот, сужение диафрагмы до величин, значительно меньших 6А,, не дает замет-
ного увеличения разрешающей силы, но приводит к резкому уменьшению светового потока, падающего на прибор. Компромиссным решением является использование диафрагмы, спектральная ширина которой равна 6А,. При этом разрешающая способность прибора В' оказывается в ]Л2 раз меньше
172
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
1Тл. VI
теоретической:
R' = Л- «0,77?.
1/2
Подсчитаем величину светового потока, пропускаемого диафрагмой со спектральной шириной 6Z.
Световой поток Ф равен средней освещенности диафрагмы Е, умноженной на ее площадь AS. Средняя освещенность диафрагмы описывается формулой (6.59), где пропускание эталона в максимуме Г нужно заменить его средним пропусканием Т. Тогда
<5) = TB~AS.	(6.60)
Если средний радиус диафрагмы р, то площадь узкой кольцевой диафрагмы, выделяющей к = е кольцо, равна
AS = 2лрАр = 2jt,F2(phd(p,	(6.61)
где фй — угол, под которым наблюдается максимум к-го порядка, a dtp — угловые размеры диафрагмы.
Если спектральная ширина диафрагмы 6Х, то ее угловые размеры 6<р =
= 6Х и, в соответствии с (6.35), 6<р =. Тогда площадь диафрагмы а Л.	АфА
л л
(6.62)
Пропускание эталона для углов, несоответствующих максимуму, согласно формуле Эри равно
Т'
Т
1-1__—----sin2 —
При нахождении среднего по диафрагме пропускания эталона можно считать, что 6/2 = (к -- х) л, где х — малая дробная доля порядка. Тогда
т, = Т	_____Т_
, , 4г (хл)2	_/j
(1—г)2	\ А
Здесь Ак определено из формулы (6.46'). Средний по диафрагме коэффициент пропускания, очевидно, равен
(6.63)
+Afe т=-*- f 2 А/с .]
(6.64)
-Ыг
Подставляя в (6.64) Т' из (6.63) и выполняя интегрирование, получим
Т = ~Т.	(6.65)
Подставляя в (6.60) значение Т из (6.65) и AS из (6.62), получим т BST л2
Ф = -/ГТ'	(6.66)
Таким образом, светосила эталона Фабри — Перо по потоку для кольцевой диафрагмы, спектральная ширина которой 6Х, равна
= Т~~.	(6.67)
р не превышает 0,1 4- 0,01, и, таким образом,
$ 21	ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭТАЛОНА ФАБРИ — ПЕРО	173
Эту же формулу можно получить, умножая геометрический фактор эталона ия на среднее по диафрагме пропускание Т-.
Lm? = Tug.	(6.68)
Геометрический фактор эталона равен произведению площади зеркал S на угловые размеры выходной диафрагмы Q = AS/F2. Здесь AS — площадь диафрагмы, даваемая формулой (6.62). Таким образом, Q — 2л/7?, а
u, = SQ=^-.	(6.69)
Подставляя в (6.68) Т и иа из (6.65) и (6.69), получаем выражение (6.67).
Из (6.69) следует, что произведение геометрического фактора на разрешающую способность эталона равно
Q = u3R = 2л5.	(6.70)
Геометрический фактор спектрометра с дифракционной решеткой = —fiS'R, где Р — угловая высота щели (см. гл. II). При равной разрешающей способности — =	. Обычно
up р
геометрический фактор для эталона больше, чем для решетки, в 60 : 600 раз. В соответствующее число раз больше, чем у решетки, и добротность эталона. Вопросы, касающиеся светосилы эталона, подробно рассмотрены в работах Жакино [6.1—6.2].
Мы оценили поток, который можно получить от эталона Фабри — Перо, применяемого без предварительного монохроматора. На практике, однако, почти всегда эталон скрещивается с прибором предварительной дисперсии. В качестве такого прибора могут быть использованы монохроматоры или интерференционные фильтры. В последнем случае световой поток на выходе спектрометра уменьшится на величину, поглощенную в фильтре.
Расчет светосилы системы, состоящей из эталона и монохроматора, дан в работе [6.3]. Здесь мы ограничимся лишь приведением окончательного результата.
Пусть спектральная ширина щели монохроматора ДХ, а спектральная ширина диафрагмы эталона 6Х. Если весь поток, выделенный монохроматором может пройти через диафрагму эталона, то светосила спектрометра определяется просто светосилой монохроматора, умноженной на пропускание эталона.
Если световой поток, выходящий из монохроматора, диафрагмируется оправами зеркал эталона, а диафрагма целиком вписывается в изображение выходной щели монохроматора, то светосила системы определяется светосилой эталона, даваемой соотношением (6.67), умноженной на коэффициент пропускания монохроматора.
Представляет интерес сравнение светосилы системы эталон — монохроматор ^Э4-м со светосилой того же монохроматора при равной разрешающей способности. Предполагается, что монохроматор при соответствующем сужении щелей способен, как и эталон, выделять область спектра 6Х. Как показано в работе [6.3],
^э+м	т Ак	/ р. 7 л \
£м	V бх •	и '
Здесь т/т' — отношение пропусканий системы эталон — монохроматор и монохроматора. Если пропускание эталона близко к единице, то этим множителем можно пренебречь. Отношение Дл/бХ может достигать нескольких десятков. Светосила системы эталон—монохроматор оказывается в такое же число раз больше, чем монохроматора той же разрешающей способности.
174
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
§ 3. Типы и конструкции эталона и методы работы с ним
Устройство эталона. Основным элементом эталона Фабри — Перо являются стеклянные или кварцевые пластины с нанесенными на них зеркальными слоями. От точности их изготовления и качества отражающих покрытий существенным образом зависит важнейшие характеристики эталона.
Пластины эталона изготавливаются из стекла или плавленого кварца; их толщина обычно 5—15 мм, а диаметр 20—60 мм. Пластины не должны быть плоскопараллельными, иначе на интерференционную картину, даваемую эталоном, наложатся кольца, образовавшиеся в результате отражения интерференционной картины от поверхностей пластин, а также вследствие интерференции лучей в плоскопараллельной пластине. Эти кольца могут создать помехи при измерениях. Поэтому поверхности пластин образуют угол в 1—2°. Точность изготовления не покрытых отражающим слоем поверхностей не должна быть чрезмерно высокой. Вполне достаточна точность, требуемая при изготовлении обычной проектирующей оптики, т. е. (0,5—1) X. Точность же изготовления отражающих поверхностей должна быть чрезвычайно большой, так как именно ошибки этих поверхностей ограничивают разрешающую силу и контрастность современных эталонов.
Для видимой области спектра чаще всего применяются диэлектрические зеркала. Обычно многослойное диэлектрическое покрытие состоит из 5—15 слоев ZnS и криолита. Оптическая толщина каждого слоя Х/4. Такое зеркало имеет наибольшее отражение в относительно узкой области спектра. Поэтому для исследования всей видимой области нужен набор из 3—5 зеркал.
В последние годы разработаны диэлектрические покрытия со значительно меньшей селективностью, но и для них коэффициент отражения различен для разных длин волн. Поэтому в лабораториях, где ведется работа с эталоном, желательно иметь установку для нанесения зеркальных покрытий, оптимальных для решения данной задачи. Следует также помнить, что необходимый коэффициент отражения зависит от качества зеркал. В соответствии с решаемой задачей для данных зеркал приходится подбирать оптимальный коэффициент отражения, устанавливая разумный компромисс между разрешающей способностью и светосилой. Иногда применяют комбинированные отражательные слои, например, тонкий алюминиевый, поверх которого нанесено несколько диэлектрических слоев. Такие слои имеют высокий коэффициент отражения в достаточно широкой области спектра и относительно малое по сравнению с чисто металлическим слоем поглощение. Для ультрафиолетовой области спектра употребляются практически только алюминиевые отражающие зеркала, нанесенные на кварцевые пластины.
В настоящее время отечественная промышленность выпускает только-два типа эталонов Фабри — Перо — ИТ-51 и ИТ-28. Первый прибор предназначен для совместного использования с прибором ИСП-51 во внутренней или внешней установке (см. стр. 177). Интерферометр ИТ-28 рассчитан на внешнюю установку по отношению к спектрографу ИСП-28. Разумеется, оба типа могут использоваться и с другими приборами предварительной монохромати.зации. Все эталоны содержат наборы инваровых и кварцевых распорных колец, которые позволяют в широких пределах менять постоянную эталона. В табл. 6.2 приведены основные характеристики этих приборов.
Юстировка. Для получения хорошей интерференционной картины зеркала эталона должны быть установлены с возможной точностью параллельно друг другу. Параллельность зеркал регулируется тремя установоч-
§ 3]
ТИПЫ И КОНСТРУКЦИИ ЭТАЛОНА И МЕТОДЫ РАБОТЫ С НИМ
175
Таблица 6.2
Основные данные интерферометров ИТ-51 н ИТ-28
Интерферометр	ИТ-51	ИТ-28
Рабочий диапазон, А Диаметр светового отверстия, .«.X Коэффициент отражения зеркал, % Толщина инваровых колец, .«.« Толщина кварцевых колец, мм	4000—8000 с пластинами, покрытыми серебром, фтористым магнием и сернистым цинком 50 87—92 0,3 6; 7; 8; 10; 12; 15;	2200—3600 с пластинами из кристаллического кварца, покрытыми алюминием 3400—6000 с пластинами из плавленого кварца, покрытыми двуокисью кремния и двуокисью титана 50 80—86 в интервале 2200—3600 А, 85—90 в интервале 3400—6000 А 0,6; 1; 2; 3; 4; 5 18; 20; 25; 30; 40; 50; 75; 100; 150
ными винтами, действующими на пружины, поджимающие одно из зеркал к распорному кольцу (рис. 6.11).
Юстировка эталона с расстоянием между пластинами от 2 до 20 мм обычно пе вызывает трудностей. Она может производиться с помощью любо-
го достаточно яркого источника света, излучающего небольшое число спектральных линий. Желательно с помощью фильтра выделить одну из линий. Удобным источником света является ртутная лампа низкого давления, а также неоновая газоразрядная лампа.
По мере увеличения толщины эталона убывает его постоянная. Если она окажется меньше ширины линий, излучаемых источником, то соседние кольца сливаются и юстировка делается невозможной. Идеальным источником света для юстировки эталона является Не — Ме-лазер. Излучаемые им линии настолько узки, что с его помощью можно юстировать эталоны с максимальными используемыми на практике толщинами.
Наиболее распространенным способом уста
новки пластин эталона на параллельность
является наблюдение колец равного наклона. рис oil внешний вид интерферо-Эти кольца локализованы В бесконечности И метра Фабри --Перо ИТ-28 могут наблюдаться либо невооруженным гла-
зом, либо в зрительную трубу. Обычно при тщательной сборке эталона кольца видны сразу. При перемещении глаза наблюдателя (рис. 6.12) вдоль
параллельных пластин эталона размеры колец должны оставаться постоянными. Если же пластины не параллельны, то постоянная эталона t изменяется вдоль пластин, что приводит к расширению или сужению колец. Особенно чувствителен к изменению толщины центр картины. При значительной
непараллельности пластин при перемещении глаза кольца одно за другим появляются в центре или наоборот сужаются и исчезают.
176
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
С помощью юстировочных винтов добиваются неизменности наблюдаемой картины при перемещении глаза вдоль всей поверхности пластин.
Описанный метод пригоден при работе с эталонами средних толщин. Другие способы юстировки подробно описаны в литературе [22].
Влияние температуры на инструментальный контур. Изменение температуры эталона, а также атмосферного давления смещает интерференционные кольца. При фотографической регистрации с большими экспозициями это может привести к уширению инструментального контура. Нетрудно подсчитать, насколько сместится изображение колец при изменении темпера-
Рис. 6 12 Пояснение к способу юстировки эталона.
туры. Найдем изменение порядка к при изменении оптической толщины эталона
Ьк = | Д (nt) = -g- М + -^- -g- ЬТ. Л ' ' Ла/	Л аТ
Заменяя на at (а — коэффициент линейного расширения) и полагая п =1, получим
дл=4(-&-; л \ а/ f
Таким образом, температурное смещение колец пропорционально толщине эталона.
Для воздуха ~—10~6 град"1, коэффициент линейного расширения для инвара а я? 10*6 град"1. Таким образом, изменения разности хода, вызванные расширением распорного кольца и уменьшением показателя преломления воздуха при повышении температуры, частично или полностью компенсируются.
Для оценки требований к постоянству температуры проведем расчет для эталона, инструментальный контур которого определяется погрешностями изготовления зеркал. Положим, что последние составляют Х/50. В соответствии с (6.55) будем считать допустимыми температурные изменения к, не превышающие 1/25. Тогда, без учета температурного изменения плотности воздуха (эталон в герметической камере), можем написать
М = -%-аЛТ^-±- , Л	ZO
1°
откуда для инварового кольца ДТ1^ —:— , соответственно для кварцевого ЦС*И)
2°
кольца Д71 Цсм)' ^аким образом, эталоны с толщинами в несколько миллиметров практически не нуждаются в термостатировании. Однако
эталоны толщиной в несколько сантиметров нужно термостатировать
с точностью до десятых градуса.
Колебания атмосферного давления также приводят к изменению разности хода в эталоне. Оценить это влияние можно, если учесть, что при увеличении давления на 1 мм рт. ст. показатель преломления воздуха увеличивается на 2,5 •10"7.
Скрещивание эталона с дополнительным спектральным прибором. При работе с эталоном Фабри — Перо, за очень редким исключением, требуется дополнительное спектральное разложение света источника. Оно необходимо для того, чтобы выделить область спектра, содержащую одну исследуемую линию или участок, сравнимый по спектральной ширине с постоянной эталона. В простейшем случае для этой цели может быть применен фильтр,
5 31
ТИПЫ И КОНСТРУКЦИИ ЭТАЛОНА И МЕТОДЫ РАБОТЫ С НИМ
177
но чаще эталон «скрещивают» с призменным или дифракционным спектральным прибором. Существуют два основных типа совместной установки эталона и спектрографа — внутренняя и внешняя.
При внутренней установке (рис. 6.13, а) эталон помещается в параллельном пучке света между коллиматорным объективом и диспергирующим элементом спектрографа. Изображение щели на фокальной поверхности спектрографа оказывается в этом случае пересеченным поперечными полосками, представляющими участки колец.
Достоинством внутренней установки эталона является компактность и отсутствие дополнительных оптических деталей, увеличивающих потери
Рис 0.13. Схемы скрещивания эталона Фабри — Перо со спектрографом* а) — внутренняя, б) внешняя установка.
света в системе. Недостаток установок такого типа — большое количество рассеянного света. Большая часть падающего на эталон света отражается от первого зеркала и затем рассеивается внутри спектрографа.
При внешней установке эталон (рис. 6.13, б) располагается в параллельном световом пучке, образованном конденсором 1. Кольца локализованы в фокальной плоскости объектива 2, которая совмещена со щелью спектрографа. Объектив должен быть хорошо ахроматизирован, иначе в плоскости щели, а значит и на фотопластинке, не будут сфокусированы одновременно интерференционные кольца в разных участках спектра.
Внешняя установка дает меньшее количество рассеянного света. Кроме того, если размеры эталона и диспергирующего элемента различны, такая схема может быть сделана более светосильной. Она позволяет по желанию проектировать кольца в различном масштабе. Однако внешняя установка более громоздка и юстировка ее сложнее.
При фотоэлектрической регистрации наряду с установкой перед входной щелью может быть применена внешняя установка эталона за выходной щелью монохроматора.
Фотоэлектрическая регистрация излучения, пропущенного эталоном. Для выделения участка спектра при фотоэлектрической регистрации излучения, прошедшего через эталон, используют диафрагмы. Максимальное использование светосилы эталона достигается применением кольцевых диафрагм. Для выделения центрального интерференционного максимума используется круглая диафрагма.
Сканирование спектра при фотоэлектрической регистрации осуществляется изменением постоянной эталона. При этом через диафрагму последовательно проходят кольца разных порядков для всех компонент исследуемой линии. Спектральная ширина интервала, выделяемого диафрагмой (см. (6.37)), 12 л. и з айдсль и др
178
ПРИКОРМ ВЫСОКОЙ 1’ЛЗРЕШ МО1ЦЕЙ СИЛЫ
ГГ i VI
Рис (5 14 Обра фотоэлектрической .записи изотопической структуры линии РЫ “>201 Д (спектральная ширина интервала	око но
1 СЛ1-1).
остается при этом неизменной, так как угол, иод которым наблюдается максимум, не меняется, а относительные изменения длины волны и постоянной эталона пренебрежимо малы. Пример фотоэлектрической записи структуры линии РЫ 5201 Л приведен на рис. 6.14.
Как было показано (см. (6.62)). площадь кольцевой диафрагмы заданной спектральной ширины, а также выделяемый ею световой поток (см. (6.66)) пе зависит от номера кольца, выделяемого диафрагмой. Наиболее удобной диафрагмой является круглое отверстие, помещенное в центр интерференционных колец. Изготовление его проще, че.м кольцевой диафрагмы. Требования к точности изготовления и установки круглого отверстия наименьшие, так как дисперсия в центре интерференционных колец максимальна. Кроме того, круглая диафрагма позволяет использовать источники очепь малых размеров.
Для нахождения радиуса круглой диафрагмы, выделяющей спектральный интервал 6Х. приравняем ее площадь пр, величине Л5 н.з (6.62). Тогда получим
Р1 ((>-72)
Наиболее распросграненным способом изменения постоянной эталона
является изменение давления газа между отражающими поверхностями. Раньше, при рассмотрении теории эталона с воздушным промежутком, мы полагали показатель преломления воздуха равным единице. Для учета отличия показателя преломления в промежутке между зеркалами от единицы в выведенных ранее формулах следует заменить t на t’ - tn, где п — показатель преломления газа, заполняющего промежуток. Связь показателя преломления с давлением газа дается соотношением
и-1-(ио-1)-^- 	(6.73)
Здесь по — показатель преломления газа при нормальных условиях, р — давление (мм рт. ст.).
Оценим, насколько можно изменять порядок выделяемых диафрагмой интерференционных максимумов, изменяя давление воздуха, заполняющего промежуток между зеркалами. Порядок интерференции, соответствующий центральному максимуму (<р — 0), в соответствии с (6.31) равен
к = ~.	(6.74)
Подставляя п из (6.73) и дифференцируя но р, получим
_2((»о-1)	(( 7-
X, 760	'	'	'
Если давление изменяется па 1 ат, то для X _5-10“s см и nu— 1 — 3-10-1 получим &к — 12л Таким образом, для t — 1 см при изменении давления воздуха на одну атмосферу через диафрагму последовательно пройдет 12 порядков интерференции.
В случае тонких эталонов для изменения порядка интерференции на единицу нужно соответственно большее изменение показателя преломления. В этом случае можно использовать более тяжелые газы, например СО2 или фреон.
§ 3J
ТИПЫ И КОНСТРУКЦИИ ЭТАЛОНА И МЕТОДЫ РАГ.ОТЫ с ним
179
Чтобы изменить давление газа между отражающими поверхностями эталона, интерферометр помещают в герметическую камеру с окошками для светового пучка. Обычно камеру откачивают, а затем постепенно заполняют воздухом до атмосферного давления. Для того чтобы запись спектра была линейной относительно частоты регистрируемого излучения, скорость изменения давления должна быть постоянной. В работах [6.4, 6.5| описаны устройства, обеспечивающие постоянную скорость натекания газа.
Оптическую толщину эталона можно изменять и перемещением зеркал. Это достигается путем изменения электрического напряжения, подаваемого
на изготовленные из пьезоэлектрических кристаллов стержни, регулирующие расстояние между зеркалами эталона. Такого рода сканирующие интерферометры Фабри — Перо сейчас используются все шире.
Регистрация быстропротекающих процессов. С помощью эталона, одна
из пластин которого укреплена на пьезоэлектрическом кристалле, можно
записывать быстро меняющиеся во времени структуры спектральных линий.
Для этого импульс напряжения, подаваемого на пьезоэлектрик, управляющий перемещением зеркала, должен быть синхронизован с изучаемым процессом. Время записи одного интерференционного порядка должно быть мало по сравнению со временем, характерным для данного процесса, с тем чтобы структуру изучаемой линии можно было считать неизменной за время
Рис 6.15 Вилоьонный преобразователь.
регистрации.
Необходимость быстрой регистрации
процесса вызывает трудности, связанные с применением такой схемы сканирования. Главная из них обусловлена общим недостатком метода сканирования — последовательной регистрацией отдельных спектральных э.чементов. Вследствие этого нерационально используется световая энергия, которой при таких исследованиях, как правило, недостаточно.
Другая трудность связана с тем, что при больших ускорениях пластин, неизбежных при записи быстропротекающих процессов, возникают силы, деформирующие зеркала и искажающие инструментальный контур. Поэтому более целесообразно применять методы, позволяющие одновременно регистрировать все спектральные элементы. В одном из таких методов использована система из оптических волокон, позволяющая преобразовать даваемую эталоном систему колец в совокупность прямоугольных участков [6.61.
Сущность метода заключается в следующем. Па торец пучка, состоящего из стеклянных волокон диаметром 0,1 мм, проектируются кольца, даваемые интерферометром Фабри — Перо; на другом конце пучка все волокна, соответствующие данному кольцу, укладываются рядом (рис. 6.15). Выходной торец такого волоконного преобразователя проектируется на катод ЭОУ, который регистрирует развертку картины во времени (см. гл. VII). Развертка осуществляется с помощью отклоняющих пластин ЭОУ в направлении, перпендикулярном дисперсии. Линейная дисперсия такого преобразователя постоянна. Изготовление волоконного преобразователя представляет собой очень трудоемкую ручную работу. Поэтому, по-видимому, целесообразнее применять эталон Фабри — Перо в сочетании с ЭОУ, используя менее светосильный, по технически более простой метод регистрации, при котором выходная щель спектрального прибора, содержащего монохроматор и эталон Фабри — Перо, проектируется на катод ЭОУ. Развертка осуществляется отклоняющими пластинами ЭОУ в направлении, перпендикулярном щели.
12*
180
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[Гл. VI
При этом, разумеется, используется свет лишь от небольшой доли кольца,
а не от всего кольца, как в предыдущем методе.
Преимущества метода накопления с использованием всего потока, даваемого эталоном, были реализованы в работе [6.7]. Была использована коническая линза (аксикон) для пространственного разделения соседних спектральных элементов. Схема установки показана на рис. 6.16. Лучи света с длиной волны X, выходящие из эталона 7, фокусируются длиннофокусной линзой 2, давая в ее фокальной плоскости 3 кольцо с угловым радиусом (р. Недалеко от этой плоскости установлен аксикон 4 с преломляющим углом 0
Рис. 6.1G. Схема регистрации колец с помощью конической линзы.
и показателем преломления п. При малом 0 можно положить угол отклонения, даваемый акси-коном, 6 — (п — 1) 0. Легко показать, что все лучи, образующие кольца, при этом соберутся в области, расположенной па оси на расстоянии х от аксикопа, если выполняется условие Ftp = хЬ. Отсюда х — F<$ '6.
Таким образом, лучи разной длины волны собираются на оси
па разных расстояниях от фокусирующей линзы. В соответствующих местах поставлены небольшие детекторы (в цитируемой работе [6.7] их было 10, что соответствует числу эффективных пучков применявшегося эталона). Каждый приемник ФЭУ соединялся со своим осциллографом. Таким образом записывалась картина изменения контура исследуемой липии, разбитой па 10 спектральных интервалов. Метод применялся для изучения структуры липии .лазерного излучения, рассеянного плазмой. В более поздней работе применялся один осциллограф, на который подавались сигналы со всех ФЭУ. задержанные па искусственных линиях разной длины.
Исследование спектров поглощения. Очевидно, что спектральные при-
боры с малой постоянной вследствие переложения порядков не могут быть использованы в обычных схемах исследования спектров поглощения с применением источника сплошного спектра. Эта трудность может быть обойдена, если скрестить интерферометр со спектрографом, расположив приборы так, чтобы центр системы колец совпадал с серединой щели. В этом случае спектр будет пересекаться системой кривых (как показано в [22|—парабол), которые представляют собой геометрическое место максимумов, соответствующих различным длинам волн. На таком спектре линия поглощения имеет вид отдельных пятен па параболах различных порядков. Такая картина, называемая канализированным спектром, наблюдается в случае близости значений разрешающей способности обоих скрещенных приборов. Если же разрешающая способность спектрографа меньше, то соседние параболы сольются — спектр будет выглядеть непрерывным, но линия поглощения на его фоне останется видимой.
Сложный эталон (мультиплекс). Если пропустить световой пучок через
два последовательно расположенных эталона, толщины которых находятся в простом кратном отношении, то можно получить существенный выигрыш в разрешающей способности и контрастности. Постоянная такой системы ДХ будет определяться более тонким эталоном, разрешающая способность — более толстым. Такая система называется мультиплексом (рис. 6.17). В том случае, когда оба эталона расположены достаточно далеко друг от друга, можно не учитывать интерференции лучей, идущих между эталонами (пунктир на рис. 6.17). При этом инструментальный коптур^системы из двух эта-
§ 3]
ТИПЫ И КОНСТРУКЦИИ ЭТАЛОНА И МЕТОДЫ РАКОТЫ с ним
181
ионов будет равен произведению их инструментальных контуров. Па рис. 6.18 показаны инструментальные контуры двух эталонов, толщины которых и <2 относятся как 2 : 1 (а и б), и составленного из них мультиплекса (в). Расстояние .между соседними интерференционными максимумами, или постоянная мультиплекса, такое же, как у эталона меньшей толщины t2- Очевидно,
что ширина инструментального контура мультиплекса мепыне, че.м у каждою из составляющих его эталонов. Таким образом, разрешающая способность мультиплекса превышает разрешающую способность эталона, имеющею большую толщину Zt.
Рис. 6 17. Сложный эталон (мультиплекс)
;; ш.
Л.Д..Л
Рис С 18 Аппаратные Функции двух эталонов (о) и (6) и составленного из них сложного эталона (в).
Поскольку интенсивность фона между максимумами для эталона не равна пулю, в аппаратной функции мультиплекса, кроме основных'максимумов, появляются побочные. Их число и интенсивность зависят от соотношения толщин эталонов и вида инструментального контура эталона меньшей толщины. Для случая, изображенного па рис. 6.18, побочные максимумы в раз слабее основных (у2 — контрастность более тонкого эталона).
Контрастность сложного эталона равна произведению контрастностей составляющих его эталонов
(6.77)
и существенно выше, чем у простых эталонов.
Пропускание мультиплекса в максимуме также равно произведению пропусканий составляющих эталонов
т2	т‘-
Т7_ Т Т______11_____-
17 2	(1-(1--Г
Оно быстро надает при увеличении потерь на поглощение в зеркалах. Так, для зеркал с г 90% и е - 5"6 (т - 5%) пропускание мультиплекса будет всего 6%. Поэтому при работе со сложными эталонами желательно применять зеркала с диэлектрическими покрытиями. Для них потери на поглощение существенно меньше, че.м для металлических пленок.
Помимо обычной юстировки каждого из эталонов при работе с мультиплексом необходимо добиваться кратного отношения их оптических толщин. Точность изготовления распорных колец при этом недостаточна и приходится подгонять оптические толщины, изменяя давление газа в промежутке между зеркалами одного из эталонов.
Автоколлимационная схема. Чтобы избежать трудностей юстировки и получить эталон высокой контрастности, иногда прибегают к автоколли-
182
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩИЙ силы
[г I VI
мационпым схемам, в которых свет проходит через один и тот я;е эталон дважды.
Такая схема эквивалентна мультиплексу с отношением толщин 1:1. При этом постоянная эталона не изменяется, разрешающая способность
16.81.
немного увеличивается, а контрастность существенно возрастает. хотя ее трудно довести до теоретического значения, равного квадрату контрастности эталона.
Осуществить такую схему простым помещением зеркала в фокальную плоскость линзы, фокусирующей систему колец, нельзя, так как картина, создаваемая светом, дважды прошедшим через эталон, накладывается на картину, получаемую в отраженном от эталона свете. Поэтому необходимо тем или ипым способом разделить эти изображения в пространстве.
Впервые такую систему удалось осуществить в 1951 г.
В описанной схеме (рис. 6.19, а) изображение щели 1 вместе с интер-
ференционной картиной, образованной эталоном 2, поворачивалось на 90° крышеобразной призмой 3 с ребром ху, наклоненным на к щели. Цен-
тральные пятна
прямого ij и отраженного ы изображений совпадали.
Рис 6 20 Оптическая система авгоколлимациоппой установки эта юна Фабри — Перо д ih фопь плектрической регистрации И --источник света. .7П .72, ,7lt .71 — iiihihi, М — предварите юный монохроматор, Ф — Л — эталон Фабри — Неро, 7(, .72 -- зеркала, Г>2 — диафрагмы
а остальные порядки интерференции в виде отрезков колец оказывались разделенными (рис. 6.19, в). Перед призмой помещался экран 4. устраняющий паразитные изображения. Отраженный от призмы свет вторично проходил через эталон и давал в плоскости щели более контрастное изображение интерференционных полос г3, повернутое на 90° относительно картины, возникающей в отраженном от эталона свете г4 (рис. 6.19, б). Контрастность, достигнутая при использовании этой схемы, составляла 103. что значительно ниже расчетной величины у -=-104. Описанная схема не подхо
S 3]
ТИПЫ И КОНСТРУКЦИИ ЭТАЛОНА И МЕТОДЫ РАБОТЫ С НИМ
183
дит для фотоэлектрических измерений при использовании светового потока
в пределах центрального пятна.
Другая возможная схема разделения первого и второго изображений дана на рис. 6.20. 13 этой схеме |6.9] свет в прямом направлении проходит одну половину эталона, а в обратном, отразившись от зеркала 32.— другую его половину. При этом за счет экранирования половины зеркала происходит потеря половины световой энергии (другие способы разделения изображений дают еще большие энергетические потери).
Сферический эталон. Как было показано ранее, световой поток, пропускаемый обычным эталоном Фабри — Перо, уменьшается по мере увели
чения его толщины (увеличения разрешающей силы). Действительно. светосила по потоку пропорциональна геометрическому фак-гору эталона, который, в свою очередь, в соответствии с (б.(И)) равен ип, -	 Таким обра-
зом, произведение для пластин данной площади постоянно. Это затрудняет использование плоского эталона с 7? > 5 -Ю6.
Рир. ь 21 Сферический эта юн
поскольку величина пропускав-
мого им при такой разрешающей способности светового потока мала.
Прогресс в этой области был достигнут созданием эталона со сферическими зеркалами |6. 1()|. Такой эталон состоит из двух зеркал Ct и С2 с ради-
усом кривизны р. расположенных
Гис 0 22. Вид интерференционных но iei( сферического гга юна
на том же расстоянии р друг от друга (рис. 6.21). Каждый вошедший в систему луч дает на выходе две бесконечные совокупности совпадающих друге другом лучей. Причем каждый последующий луч испытывает на четыре отражения больше, чем предыдущий. Напомним, что в плоском эталоне каждый вошедший .туч образует систему смещенных друг относительно друга параллельных .лучей.
Если бы отсутствовали аберрации зеркал, то разность хода между последовательными пучками была бы постоянной и равной 4р. При этом условие максимума 4р /сЛ. было бы выполнено для лучей, проходящих через систему под любыми углами. Такой «безаберрационпый» сферический эталон совсем не давал бы интерференционных колец, а его све-
тосила была бы ограничена только размерами зеркал. Однако вследствие аберраций для пучков, падающих на систему иод достаточно большими
углами, разность хода начинает существенно зависеть от угла падения, в результате чего возникает система интерференционных колец. На рис. 6.22 [6.11] представлена картина колец, полученных с помощью сферического эталона с радиусом кривизны зеркал 15 мм для линии ртути 5461 А.
184
ПРИБОРЫ ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ СИЛЫ
[ГЛ. VI
Эта картина отличается от системы колец плоского эталона относительно большими размерами центрального кольца и очень быстрым уменьшением расстояний между периферическими кольцами.
Теоретическая разрешающая способность сферического эталона дается формулой
7?сф == А^офф.	(G.78)
Сравнивая (6.78) с (6.53), видим, что при одинаковом числе эффективных пучков разрешающая способность сферического эталона равна разрешающей способности плоского, если расстояние между зеркалами последнего t — 2р.
При регистрации спектра с помощью спектрометра со сферическим эталоном из картины колец выделяют центральное пятно, обрезая косые пучки с разностью хода, отличной от 4р, с помощью круглых диафрагм. Оптимальный диаметр этих диафрагм [6.12]
\ лэфф /
(6.79)
При этом разрешающая способность спектрометра составляет примерно 70 % от теоретической, а произведение светосилы на разрешающую способность близко к максимальному значению.
Геометрический фактор сферического эталона равен
пСф = SQ.	(6.80)
Здесь S — nd2/4 — площадь круглой диафрагмы, £2 — лс/2/4р2 — телесный угол. Подставляя величины S и Q в (6.80), получим
,42d4 л2рА	... ....
Ысф = “ГТ- -Г = “v   •	(6.81)
сф 16р2 /Уофф	V ’
Как видно из уравнений (6.78) и (6.81), при увеличении расстояния между зеркалами сферического эталона одновременно возрастает как его разрешающая способность, так и светосила, а отношение этих величин остается постоянным. Напомним, что для плоского эталона постоянно произведение этих величин.
Из уравнений (6.78) и (6.81) найдем произведение геометрического фактора сферического эталона на его разрешающую силу:
«сф7?сф = 4.ч2р2,	(6.82)
откуда
4л2р2
Мсф=^Г'
(6.83)
Представляет интерес сравнение светосилы спектрометров с плоским и сферическим эталонами. Отношение светосил (или геометрических факторов) сферического и плоского эталонов равно
мсф __ 4л2р2 7?пл
ипл ^сф
(6.84)
зеркал плоского эталона. Полагая £ — 2р что разрешающая способность обоих спектрометров одинакова.
Здесь S — nD2/^i — площадь и считая, получим
(6.85)
§ .4]	ТИПЫ И[ КОНСТРУКЦИИ ЭТАЛОНА И МЕТОДЫ РАБОТЫ с ним 185
Из (6.85) видно, что светосила сферического эталона существенно превышает светосилу плоского эталона, если толщина последнего значительно больше диаметра его пластин. Таким образом, сферический эталон дает выигрыш в светосиле только для больших расстояний между зеркалами, т. е. при большой разрешающей способности. Описанный нами сферический эталон дает на выходе две совокупности пучков. Если половину зеркал покрыть сплошным отражающим слоем, а вторую половину — полупрозрачным, то на выходе эталона образуется только одна совокупность пучков, направленно которых совпадает с направлением пучка, падающего па эталон. Теория такого эталона дана в работе [6.11]. Основные формулы отличаются от приведенных выше только численным множителем, близким к единице.
Сферический эталон, примененный в качестве монохроматора высокого разрешения, позволил в 1958 г. (до изобретения лазера!) получить световой поток измеримой величины с длиной когерентности в сотни метров [(>.111, что соответствует разрешающей способности более 108.
Сферический эталон не нашел еще широкого применения в спектроскопии, однако сферические и плоскосферические интерферометры Фабри — Неро являются сейчас основными элементами конструкции лазерных резонаторов.
]’ ЛАВА VII
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ)
§ 1.	Методы и ограничения скоростной спектроскопии
Спектры изменяющихся во времени процессов необходимо регистц!-ровать в течение столь краткого интервала времени, чтобы исследуемое явление можно было бы считать в этом промежутке стационарным.
Чем быстрее протекает процесс и чем детальнее мы хотим изучить его спектр, тем меньше энергия, регистрируемая приемным устройством. Действительно, если распределение яркости в источнике спектральная ширина щели прибора АХ, угловая высота щели р. пропускание прибора т, эффективная площадь диспергирующего элемента 5. то в соответствии с уравнением (3.51) световой поток, выделяемый прибором в спектральном интервале АХ. будет
Ф;.--т6НЛХ)^54;- .	(7.1)
Число фотоэлектронов (при фотоэлектрической регистрации) или восстановленных зерен серебра (при фотографической регистрации), зарегистрированных за время Af в спектральном интервале АХ, будет
--КЬк(М)2М.	(7.2)
Здесь К — коэффициент, пропорциональный чувствительности приемника и светосиле прибора при заданном спектральном разрешении. Стремясь увеличить спектральное и временное разрешение (уменьшить АХ и Af), мы в конце концов приходим к ситуации, при которой А\ настолько мало, что точность измерений определяется флуктуацией этой величины В статистической физике доказывается, что 6Ад. — ]ЛЛД, откуда
А;.	|/Л7ц (ДХ) =!ДХ ’	'
Повышение точности результатов может быть достигнуто увеличением светосилы прибора, увеличением выделяемого спектрального интервала или времени его регистрации. Поэтому можно, сохраняя постоянной точность измерений, улучшить в несколько раз временное разрешение, соответственно ухудшив спектральное, и наоборот. В коэффициент К формулы (7.3) входит высота щели. Ото справедливо и для фотографических измерений, так как расчет сделай в предположении, что погрешность измерений определяется статистической ошибкой, которая при фотографической регистрации определяется числом проявленных зерен фотоэмульсии, т. е. площадью изображения щели. Поскольку светосила прибора зависит от высоты щели, то более эффективными по сравнению со спектрохропографами с движущейся по щели прорезью (см. далее рис. 7.6) оказываются приборы с движущейся пленкой (рис. 7.29—7.30).
4 U КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ 187
Из формулы (7.3) также следует, что для повышения спектрального и временного разрешения необходимо брать светосильные приборы и приемники большой чувствительности.
Мы рассматривали случай регистрации одного спектрального элемента ДХ за время At При необходимости зарегистрировать широкий участок спектра можно последовательно регистрировать соседние участки спектра в интересующем нас интервале — Х2. Число таких участков, очевидно, равно
Общее время регистрации при этом t — n\t. Такой способ регистрации называется равномерным сканированием. Как правило, при решении конкретной задачи не весь спектр представляет одинаковый интерес. Наибольшую точность измерений нужно обеспечить в небольших участках (например, для отдельных спектральных линий). Поэтому весь спектр можно сканировать с большой скоростью, уменьшая ее для отдельных важных участков
Такой метод называется неравномерным сканированием. Существуют приборы, главным образом для инфракрасной области, в которых может быть осуществлено неравномерное сканирование но заданной программе.
В отличие от метода сканирования, существует метод накопления, когда регистрация всех элементов спектра происходит одновременно. Этот метод осуществляется, главным образом, при фотографической регистрации, а иногда и в некоторых фотоэлектрических приемниках, например телевизионных трубках и электронно-оптических усилителях.
Разумеется, метод накопления энергетически гораздо выгоднее метода сканирования, поскольку в каждый данный момент используется свет от источника во всем интересующем пас спектральном интервале. При сканировании же используется свет, излучаемый .лишь в одном спектральном элементе АХ. Поэтому метод накопления, как правило, позволяет достигнуть большего временного и спектрального разрешения.
§ 2.	Классификация спектральных приборов с временным разрешением
Большинство явлений, изучаемых с помощью спектральных методов, развиваются во времени. При этом естественно стремление по временным зависимостям спектроскопически определяемых величин судить о процессах, происходящих в источнике излучения.
Иногда для получения спектрально-временных характеристик пригодны обычные спектральные приборы. В качестве примера можно привести спектроскопическое изучение суточных вариаций свечения небесных объектов, изучение процессов выгорания пробы из электродов, спектральный анализ сплавов по ходу плавки и т. д. Во всех этих случаях скорость протекания исследуемых процессов настолько лгала, что изменениями, происходящими за время регистрации одного спектра обычными приборами, можно пренебречь. Для построения спектрально-временных характеристик получают ряд спектров с более или менее значительным временным интервалом.
Однако в других случаях процессы происходят настолько быстро, что для получения разрешенных во времени спектров приходится применять специальные методы и аппаратуру. Так поступают при изучении импульсных разрядов, взрывов, многих химических реакций с образованием промежуточных продуктов, при изучении кинетики люминесценции или искрового разряда, излучения импульсных .лазеров и т. д. Приборы и методы, которые применяют при этом, рассмотрены в настоящей главе.
Общим признаком спектральных приборов с временным разрешением является способность их производить селекцию излучения не только по частотам (длинам волн), но и по времени.
188
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Гл. VII
Таким образом, регистрируемой величиной является яркость объекта, зависящая от четырех переменных
В = / (х, у, X, t).	(7.4)
Здесь х и у — координаты светящегося объекта, перпендикулярные направлению наблюдения z. Если регистрация проводится с помощью одпо-капального прибора, измеряющего одновременно излучение лишь одной длины волны, например, монохроматора с фотоумножителем и осциллографом, то можно изучать зависимость яркости объекта лишь от одной из этих четырех переменных. Если используется многоканальный спектральный прибор (полихроматор с большим количеством приемников, настроенных на разные длины волн, спектрограф с фотографической регистрацией или спектрограф с электронно-оптическим преобразователем на выходе), то запись трехмерна. В этом случае можно изучать зависимость яркости объекта от двух переменных. Если время регистрации одного спектра мало по сравнению с длительностью процесса, то за время протекания последнего можно спять несколько зависимостей, соответствующих разным значениям t. Например, сочленение стигматического спектрографа с кинокамерой позволит получить кинофильм, каждый кадр которого дает зависимость яркости объекта от двух переменных X и у, а совокупность этих кадров дает яркость
Таблица 7.1
Классификация спектральных установок
Тип	Исследуемая зависимость	Описание типичной установки
		Одноканальные приборы
1	В = /(Х)	Перемещается по спектру полоса пропускания монохроматора. Сигнал осциллографируется. Момент развертки синхронизован с определенной фазой процесса
2	£=/(«)	Длина волны постоянна, изображение источника на входной щели неподвижно. Сигнал осциллографируется
3	В — / (х *)	Изображение источника быстро перемещается поперек входной щели монохроматора. Сигнал осциллографируется. Момент развертки синхронизован с определенной фазой процесса
4	В — / (х *, t)	То же, что и 3, но с многократным повторением в течение одного процесса
5	в=цк, 0	То же, что и 1, но с многократным сканированием спектра в течение одного процесса
		Многоканальные приборы
6	В = / (х *, X)	Стигматический спектрограф. Момент выдержки синхронизован с определенной фазой процесса
7	В = f (ж *, I)	Стигматический монохроматор с временной разверткой вдоль направления дисперсии
8	B = i (х, у)	Фотографирование через монохроматический фильтр. Момент выдержки синхронизован с определенной фазой процесса
9	B=f(K, t)	Спектрограф с временной разверткой, перпендикулярной направлению дисперсии
10	В / (х *, X, 1)	Стигматический киноспектрограф (покадровое фотографирование стигматических спектров)
11	B = i (х, у, 1)	Кинокамера с монохроматическим фильтром
Примечание. Звездочкой отмечена координата х в тех случаях, когда ее можно заменить координатой у. 	•		
§ 3]
ЭЛЕКТРОННО-ОПТИЧЕСКИЕ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ И УСИЛИТЕЛИ СВЕТА 189
объекта в зависимости и от времени t. Другим примером являются одноканальные спектрометры, записывающие десятки и сотни спектров за время протекания исследуемого явления. На выходе такого прибора обычно получают зависимость яркости объекта от длины волны и времени.
Если же многократную запись или фотографирование объекта за время одного процесса осуществить нельзя, то есть два пути получения более полной информации. Либо устанавливают несколько приборов, одновременно снимающих разные зависимости, либо многократно повторяют процесс, каждый раз изменяя один из параметров наблюдения.
Практически все многообразие спектральных установок с временным разрешением сводится к типам, перечисленным в табл. 7.1.
В установках типа 2 спектральные приборы лишь монохроматизируют световой поток и измерения сводятся к регистрации меняющихся во времени световых потоков. Эти вопросы будут рассмотрены в гл. XII, посвященной свойствам приемников излучения и методам энергетических измерений.
Задачи, решаемые одноканальными установками типа 3 и 4 (сканирование изображения при фиксированной длине волны), более просто решаются многоканальными установками типа 7, 10. Установки 8 и 11 (фотографирование и кинофотографирование с монохроматическим фильтром) тривиальны и не нуждаются в особом рассмотрении. По этим причинам мы исключили из рассмотрения установки упомянутых типов (2, 3, 4, 8, 11).
§ 3.	Электронно-оптические преобразователи и усилители света
В электронно-оптическом преобразователе [7.1—7.101 оптическое изо-
бражение преобразуется в электронное. Способы управления электронны-
ми потоками и их усиления гораздо более совершенны, чем способы управления потоками фотонов. Исключение составляет лишь фокусировка и построение изображения — оптические устройства по сравнению с электронными дают пока еще меньшие аберрации. Что же касается смещения, отклонения, усиления, прерывания электронных пучков, то возможность непосредственного и практически безынерционного воздействия на них электрическими и магнитными полями представляет большие удобства. Так, максимальная скорость перекрывания светового пучка т 10“10 сек при больших световых потерях (ячейка Керра), а время срабатывания электронного затвора на 3—4 порядка меньше при отсутствии каких-либо энергетических потерь и даже при одновременном усилении потока электронов.
После усиления и преобразования электроппое изображение обычно вновь трансформируется в оптическое, которое регистрируется обычными методами. Возможно, однако, поэлементное считывание электронного изображения и преобразование его в последовательность электрических сигналов. Такая операция осуществляется в передающих телевизионных трубках. Эти сигналы либо непосредственно преобразуются в оптическое изображение приемным телевизионным каналом, либо «замораживаются» в системах памяти с
Гис 7 1. Схема электронно-оптического преобразователя с электростатический лип 1ОЙ 7 — плоскость оптического и юбрал.енпя. 2 —фотонатод, ; э iei\-трод электростатической линзы, 4 — анод, .5 — флуоресцирующий экран, па котором пот}чается электронно - оптическое изображение
целью последующего восстановления изображения. При
этом изображение можно усиливать, менять контраст, проводить фильтрацию шумов, дифференцировать и интегрировать, строить контуры или липни
190
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Г.| VIГ
равной яркости, смещать изображение с нужной скоростью или менять его форму. Все эти методы уже применяются в спектроскопии и несомненно будут все шире использоваться в будущем.
Схема простейшего электронно-оптического преобразователи с электростатической линзой показана па рис. 7.1.
В таком приборе электроны, выбитые из каждой точки фотокатода, попадают независимо от их скоростей и направлений в одну точку флуоресцирующего экрана. Разрешающая способность достигает 10—100 линий на миллиметр в центре экрана и несколько ухудшается к периферии вследствие аберраций электронной оптики. Нередко разрешение i ораздо хуже и ограничивается зернистой структурой катодолюминесцептного экрана. Такие
Рис 7 2 Схема импульсного электронно-оптического нреобра швате ш (П11АТ-3) для многокадровой фотост»ечки 7- фотокатод, 2, 5 -- затворные пластины, 4 - пластины д ih ра шертки изображения
преобразователи усиливают яркость изображения в десятки раз и позволяют получать одиночные фотографии явления с выдержками порядка 10’7 сек при подаче на них синхронизованного с исследуемым процессом J 1-образпого импульса соответствующей длительности.
Более широкие возможности открывают преобразователи, в которых электронное изображение может перемещаться по экрану. На рис. 7.2 представлена схема управляемого таким образом электронно-оптического преобразователя ЛИ М-3.
В этом приборе предусмотрены две пары пластин, перемещающих электронное изображение, и система пластин и диафрагм, составляющих быстродействующий электронный затвор. При покадровой съемке на отклоняющие пластины подаются импульсы напряжения ступенчатой формы, а в моменты перемещения изображения затвор запирается. Для непрерывной развертки на пластины подаются пилообразные импульсы.
Основные характеристики некоторых электронно-оптических преобразователей приведены в табл. 7.2.
Таблица 7.2
Характеристики электронно-оптических преобразователей
Тип преобразователя	ПИМ-З		ЗИС-1
Увеличение изображения Увеличение яркости:	2	2	1,4
сурьмяно-цезиевый катод	16	4	15
кислородно-цезиевый катод	8	2	—
Ускоряющее напряжение, кв Разрешающая	способность, лин/мм".	18	18	16
в центре экрана	40—50	40-50	12 *)
на краю экрана	15-20	15—20	
Диаметр экрана, мм ♦ ) В импульсном режиме.	70	140	50
§ <1
Э. ГЕКТРОННО-ОПТПЧЕСКИЕ ПРЕОВРАЗОВАТН. Ill И УСИЛИТЕЛИ СВЕТА
191
На рис. 7.3 помещена фотография э.тектронно-оптического преобразователя ЗИС-1.
Для большего усиления яркости изображения используются электрон-по-оптические преобразователи с каскадным усилением яркости изображения (злектронпо-оптические усилители — ЭОУ).
Такой прибор (рис. 7.4) состоит из обычного электронно-оптического преобразователя и нескольких усилительных каскадов с фокусировкой электронов продольным магнитным полем. Перенос изображения с каскада на каскад осуществляется обычно
тонкой прозрачной пластинкой, па одну сторону которой наносится флуоресцирующий состав, а на другую — фотокатод. При этом происходит естественная потеря разрешения, том большая, чем толще прозрачная пластинка.
Г>олее совершенны системы с переносом изображения волоконно-оптическими элементами. Иногда перенос электронного изображения с каскада па каскад осуществляется без промежуточного светового изображения, с помощью тонкопле-
ночных вторично-электронных
эмиттеров, испускающих вто- |>ис 71 В||<‘'"'‘“браюи1Teli7i'T3i'i""<i"|,р" ричные электроны в направлении первичных (на «прострел»).
Многокадровый импульсный каскадный преобразователь (см. рис. 7.4) имеет электронный коэффициент усиления свыше 106 и разрешающую силу около 10 лин/мм. Временное разрешение электронно-оптических преобразователей достигает 10~14 сек. ЭОУ сочетает высокую чувствительность, характерную для фотоэлектрических приемников с возможностью
Рис 7 4 Электронно-оптический преобразователь с каскадным ven юпием яркости изибр,ок(ния
одновременно регистрировать большое число спектральны\ элементов, свойственной фотослою.
Пороговая чувствительность ЭОУ выше, чем у (РЭУ. Это связано с тем, что темновые фотоэлектроны ФЭУ проходят по тому же усилительному тракту, что и полезный сигнал, фактически накладываясь па него. Наоборот, темновой фотоэлектрон с какого-то места фотокатода ЭОУ попадает в результате переноса изображения в соответственную точку выходного экрана ЭОУ; помеха возникнет только в случае, если измеряемый участок спектра расположен в том же месте фотокатода, которое эмиттировало темновой фотоэлектрон помехи. Иначе говоря, помехи от темновых фототоков для (РЭУ и ЭОУ будут одинаковы только в том случае, если площадь фото
192
СПЕКТРА. 1Ы1ЫЕ ПРИБОРЫ ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
ГГ.г V1T
катода ФЭУ равна площади изображения измеряемой спектральной линии. Практически это означает, что уровень помех от темповых токов для ЭОУ па несколько порядков ниже, чем для (РЭУ. Это позволяет работать без охлаждения ЭОУ.
К сожалению, из-за сложности изготовления и эксплуатации применение ЭОУ в спектроскопии пока ограничено отдельными опытами. Можно ^полагать, что этот тип приемника в дальнейшем найдет более широкое применение.
§ 4.	Спектрометры со сканированием спектра
Приборы такого типа (1, 5, табл. 7.1) широко распространены. По способу сканирования спектра их .можно разделить па следующие подгруппы:
а)	сканирование вращением или колебанием диспергирующего элемента;
б)	сканирование движением входной или выходной щели;
в)	сканирование вращением или колебанием добавочных зеркал, призм и т. д.;
г)	электронно-оптическое сканирование спектра относительно неподвижной выходной щели.
Особо нужно выделить способы сканирования спектра спектрометром с эталоном Фабри — Перо — изменением давления в барокамере, или электрострикционные. Эти методы рассмотрены в гл. VI, и здесь мы возвращаться к ним не будем.
Сканирование вращением или колебанием днепергпр> ющего элемента. Типичная схема такого прибора — одпопризмеппая система постоянного
отклонения, используемая в отечественных монохроматорах УМ-2, или трехпризменная система спектрографа ИСП-51 с пристав кой ФЭП-1. Вращение барабана,
Рис 7 3 Схема механизма дщ шннратпо-поетупаге. |ьпого поворота диспергирующего э юмепта (а) (7 - - решетпа, 2— эьсцонтрик) и образец записи изотопической стр>ктм>ы полосы СО (б)
поворачивающего призмеппую систему, можно осуществить с попощью моторчика Уоррена.
В приборах с дифракционной решеткой, построенных по схеме Эберта, сканирование спектра также обычно осуществляется вращением или колебанием решетки.
$ 4]
СПЕКТРОМЕТРЫ СО СКАНИРОВАНИЕМ СПЕКТРА
193
Эти приборы, как правило, предназначены для медленного сканирования спектра. Широко распространен такой метод сканирования в регистрирующих спектрометрах и спектрофотометрах с временем регистрации рабочего интервала спектра в несколько секунд или минут. Иногда такой метод используется при регистрации спектрального интервала в несколько ангстрем или десятков ангстрем, например, при изотопном спектральном анализе.
На рис. 7.5 представлена схема механизма для возвратно-поступательного поворота диспергирующего элемента и регистрограмма изотопной структуры, полученная с помощью такого прибора. Для быстрого сканирования спектра непрерывное вращение диспергирующего элемента применяется редко, так как «скважность» такой записи слишком велика. «Скважностью» в данном случае мы будем называть отношение времени холостого хода к времени записи спектра. Для вращающейся призмы или решетки эта величина обычно составляет один-два порядка. Она зависит от типа призмы или решетки и регистрируемого спектрального интервала.
Сканирование движением входной или выходной щели. Этот способ сканирования спектра в последнее время широко применяется в скоростной спектрометрии. Главное его преимущество — сравнительная простота механического устройства и малая скважность, которая может быть при желании сделана близкой к пулю.
В системах с движущейся щелью регистрируют до нескольких сотен спектров в секунду. Обычно, однако, такие приборы обладают низкой разрешающей способностью (7? « 100—200). Типичная схема входной части спектрофотометра со смещающейся щелью 17.111 дана на рис. 7.G. Фигурная диафрагма, установленная во входной части, компенсирует непостоянство спектральной яркости источника света и чувствительности приемника по всему спектру. Барабан с прорезью, внутри которого помещен источник света, вращается мотором. Тем же мотором можно управлять горизонтальной разверткой
ферного механизма киноаппарата, фотографирующего осциллограммы, и коммутирующими устройствами, направляющими световой пучок в основной канал и канал сравнения.
Вместо барабана иногда применяют вращающийся диск со спиральной щелью. Форма прорези и ее ширина могут быть выбраны в соответствии с дисперсионной кривой монохроматора так, чтобы получить линейную развертку спектра по длинам волн и постоянную спектральную ширину щели. Больших скоростей при низкой скважности можно добиться применением «бегущей щели». Ее роль играет вращающийся цилиндр с расположенными по образующей прорезями.
Приборы такого типа выполнялись с движущейся входной или выходной щелью. При смещении входной щели нужно иметь протяженный и однородный но яркости источник света (или соответствующую систему освещения). При смещении выходной щели следует позаботиться о приемнике света с большой и постоянной по светочувствительности поверхностью. В некоторых случаях удобно перемещать вместе с выходной щелью и приемник излучения.
13 А. Ц. Зайдель и др.
Рис. 7 G. Схема, поясняющая ра.щертьу спектра в спектрофотометре со смещающейся щелью: И — источник света, Л' — ьопдеисорияя линза. Б — вращающийся барабан с прорезью Щ, служащей входной щелью, Д -фигурная диафрагма
осциллографа, вращением грей-
194
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Гл. VII
Для скоростного сканирования узких участков спектра с успехом применялись колеблющиеся щели. В одном из приборов, предназначенном для определения температуры по обращению линии патрия, достигнута частота 5000 спектров в секунду, а время записи участка в 4 А — 10 мксек при разрешающей способности 1 А [7.12].
Сканирование спектра вращением или колебанием зеркал. В качестве элемента, сканируюпщго спектр, чаще всего применяют зеркало в автокол-лимациоппой схеме спектрального прибора. Типичная схема такого прибора представлена на рис. 7.7.
Приборы этого типа конструируются в .лабораториях и выпускаются серийно зарубежной оптической промышленностью. Они позволяют довести время записи одного спектра до нескольких сотен микросекунд, а частоту повторения — до нескольких сотен спектров в секунду. Возможны и другие варианты схем с вращающимися зеркалами.
Рис 7 7 Сканирование спектра поворотом зеркала- ПЦ и Щ2 — входная и выходная щели, П — призма, Si — вогнутое зеркало, 32 — плоское зеркало, поворотом которого осуществляется сканирование.
Рис. 7.8. Схема дифракционного "монохроматора со сканированием, осуществляемым вращением шестигранного зеркала [7.13] 1—входная щель, 2 — коллиматорное зеркало, з - - вращающееся зеркало, 4 — дифракционная решетка, 5 —^вен-путое зеркало, 6' — выходная щель.
Па рис. 7.8 представлена схема прибора с дифракционной решеткой, в котором шестигранное вращающееся зеркало (до 50 000 об/мин) введено между решеткой и входной щелью. Прибор обеспечивает высокую скорость сканирования (до 200 А/мксек) при разрешающей способности около полутора тысяч.
Монохроматор с колеблющимся зеркалом, установленным вместо одной из призм двойп >го монохроматора ДМР-2, обеспечивает запись 800 спектров-в секунду (4000—9000 А) при разрешающей способности «300 [7.14].
Поскольку наша промышленность пока практически пе выпускает спектральных приборов с временным разрешением, представляет интерес сочленение обычных спектральных приборов со скоростными фоторегистраторами с целью получения временных разверток. Одна из таких установок описана в работе [7.15]. В установке использован стандартный спектрограф ИСП-51 и скоростной фоторегистратор С<1>Р, которым заменена камерная часть спектрографа. Спектр пробегает мимо щели, установленной в фокальной поверхности фоторегистратора; за щелью стоит фотоумножитель. Установка предназначена для скоростной регистрации контуров линий. С ее помощью осуществлена запись со скоростью «15 А/мксек. Она может быть доведена до 300—400 А/мксек при использовании более ярких источников света, что позволит увеличить скорость вращения зеркала до предельной.
Электронно-оптическое сканирование. Для сканирования спектра достаточно подать пилообразное напряжение па соответствующую пару пластин
СПЕКТРОМЕТРЫ СО СКАНИРОВАНИЕМ СПЕКТРА
195
электронно-оптического преобразователя, выходной экран которого проектируется на неподвижную щель. За щелью ставится фотоумножитель, регистрирующий сигнал.
Разработаны так называемые двойные преобразователи [7.16], объединяющие электронный преобразователь и фотоумножитель. В приборах такого типа промежуточное оптическое изображение не создается. В них отсутствует выходной люмипесцирующий экран ЭОПа и фотокатод фотоумножителя. Электронное изображение спектра через щель попадает непосредственно на первый дипод фотоумножителя. И ФЭУ и ЭОП помещены в общий вакуумный баллон.
Электронный затвор для получения спектров многократно повторяющихся процессов. Удобный электронный затвор для выделения спектра определенной фазы свечения периодически повторяющихся вспышек искры предложен в работе [7.17]. Он состоит из мультивибратора, открывающего и закрывающего цепь усилителя фототока спустя заданный интервал времени от начала разряда. В этом случае за время, в течение которого затвор открыт, длина волны практически не меняется и сканирование возможно лишь за счет многократного повторения процесса.
Искажения, вносимые присмно-рсгистрирующей системой при сканировании. Всякое приемпо-регистрирующее устройство, служащее для записи спектра, реагирует на изменение сигнала не мгновенно, а обладает определенной инерционностью. Это приводит к дополнительному инструментальному искажению спектральных линий и полос па выходе спектрометра. Ограничим наше рассмотрение этого вопроса практически важным приближением [7.18, 7.19], приняв, что па выходе монохроматора мы имеем сигнал, описываемый кривой Гаусса
Здесь
I (0 = Io ехр (—yv2t2).
(7-5)
---скорость сканирования (А/сек), у —
4 In 2 aj
где dj — полуши-
рина контура линии па выходе монохроматора.
Контур такого типа может быть получен при постоянной скорости сканирования, когда истинный контур линии и аппаратная функция монохроматора описываются гауссовскими кривыми с полуширинами аЕ и .9. Тогда
aj = al’4-s2.
(7-6)
Предположим также, что инерционные свойства приемно-регистрирую-щей системы характеризуются переходной характеристикой
/г (0=1 —ехр (—4) •
(7-7)
Переходная функция h (0 характеризует реакцию системы на единичный скачок сигнала, а постоянная времени т, как следует из (7.7),— это время, за которое отклик регистрирующего устройства достигает величины 1 - —- 0,632. е
Переходная функция вида (7.7) типична для тепловых приемников излучения, усилителей, в которых инерционные свойства определяются сопротивлением и емкостью контура (т — RC), и т. д.
Сигнал на выходе приемно-регистрирующей системы будет описываться следующей функцией времени:
t
F(t) = J I h(t — t')dt'.	(7.8)
13*
196
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Гл. VII
Интегрирование этого выражения 17.17] приводит к следующему результату:
F(t) =1 (0 1]) (г).	(7.9)
Здесь I (t) — сигнал на выходе монохроматора, ф (t) — множитель, характеризующий искажение этого сигнала приемпо-регистрирующей системой: №
Ф (O = -f’exP [-у-] j е 2 dx,	(7.10)
— оо
где А =2,35	. Параметр искажения
# = 0,85-^-	(7.11)
определяется отношением времени сканирования полуширины контура к постоянной времени т системы регистрации. Уменьшение К соответствует увеличению скорости сканирования. При К -+ оо (бесконечно
Рис. 7.9. Расчетные формы контура на выходе спектрометра при разных вепичинах параметра К.
медленная запись) ip (0 —► 1. На рис. 7.9 приведены результаты расчетов формы контура при различных параметрах К. По оси абсцисс отложена величина V — —2,35 (%0/а/), где Ао— длина волны, соответствующая центру линии. -
Искажения линии можно характеризовать тремя коэффициентами (рис. 7.10):
снижения интенсивности в максимуме в = ГII', уширения линии % — а 1а3\
сдвига линии ц = Д/а7.
Эти коэффициенты связаны с параметром К приближенными соотношениями:
К>3	|	к<		:3
1	.	0,35 е = — = 1		1 _	0,83	+ 0,86
%	К	е	К	
0,85 П- к	х=	0,83 К	+ 0,94
	П =	0,21 К	+ 0,21


(7.12)
§ 4]
СПЕКТРОМЕТРЫ СО СКАНИРОВАНИЕМ СПЕКТРА
197
В качестве примера применения формул (7.12) рассмотрим случай сканирования линии полушириной аЕ — 0,06 А с помощью монохроматора, имеющего полуширину инструментального контура .? — 0,08 А. Скорость сканирования 1 к/сек, т = 1СГ1 сек. Как следует из (7.6), полуширина линии на выходе монохроматора а.г ]/аЕ s2 — 10-1 А; в соответствии с (7.11) К = — 0,85. Характер искажения линии виден из рис. 7.9. Расчеты по (7.12) дают е—0,54; % = 1,92; ц-= 0,46. Таким образом, интенсивность линии в максимуме падает почти в два раза, во столько же раз увеличивается ширина линии, а ее максимум сдвигается почти на половину полуширины.
Можпо поставить задачу по-другому. При какой скорости сканирования той же линии искажения интенсивности и ширины пе превышают 10%? Полагая si>0,9, находим ио формулам (7.12), что К 3,5. Отсюда с по-
мощью (7.11) получаем и 0,24 к/сек. Таким образом, скорость сканирования должна быть уменьшена в четыре раза.
Существенно отметить, что площадь зарегистрированного контура линии при любом характере спектрально-временных искажений пропорциональна полной интенсивности линии и должна сохранять постоянное значение.
В рассмотренном случае этот хорошо известный факт иллюстрируется тем, что, как следует из (7.12), величина в широком интервале значений параметра К не зависит от последнего.
Рис 7 10. К введению коэффициентов иска* жоний контуров при сканировании.
Можно проследить аналогию между коэффициентом уширения линии к', которое вносит монохроматор, и коэффициентом уширения линии %, которое вносит приемно-регистрирующая схема. Согласно уравнению (7.6)
4'-# = / < +	(’33)
X—£ 	(7.Н)
При малой ширине инструментального контура ($ ая) монохроматор точно воспроизводит контур линии (к1 ш 1).
Аналогично при малой скорости скапировапия приемно-регистрирующая система также пе вносит искажений в регистрируемый контур (при К 3 согласно (7.12) % « 1). При увеличении скорости сканирования (А<3) имеем
или, учитывая (7.11), приближенно
(7.15) откуда согласно (7.14)
а' = и х-\-а,.	(7.16)
Таким образом, полуширина зарегистрированного спектрометром контура не может быть меньше величины их. В соответствии с этим величину нт можно назвать временным разрешением, а величину
я. = ^-	(7.17)
198
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Гл VII
— временной разрешающей способностью. Величина 7?т аналогична оптической разрешающей способности.
Нередко те же термины (временное разрешение и временная разрешающая способность) употребляют в спектроскопии для характеристики совсем другого понятия — минимального временного интервала, разрешаемого системой.
Различить оба понятия обычно нетрудно по их размерности: ит имеет размерность спектрального интервала (А, см, см~\ сек-1). а временное разрешение в другом указанном смысле — размерность интервала времени.
Приведенный выше анализ сделан для случаев экспоненциального нарастания сигнала. Они имеют место, когда инерция регистрирующего устройства определяется электрическими параметрами (емкостью, индуктивностью, сопротивлением). Распространен и другой случай, когда на выходе усилительного тракта стоит самописец с временем пробега каретки т'. Для обычных самописцев ЭПП-0,9 т' = 1 сек и, но-видимому, не может быть меньше 0,1-0,2 сек. В этих случаях искажения в спектре, вызываемые инерцией регистрирующей системы, можно приближенно оценивать по тем же формулам (7.12), заменив т па т'. Вносимые при этом ошибки будут лишь несколько завышать искажения, связанные с регистрацией.
§ 5.	Установки для получения разрешенных во времени стигматических спектров
Установки такого типа (0, 10, табл. 7.1) позволяют получать распределение яркости объекта в координатах (х, X) в фиксированные моменты времени .либо в режиме отдельных снимков (стигматический спектрограф с затвором), либо при непрерывной кадрированной съемке процесса (кипоспектрограф). В первом случае для изучения развития явления во времени необходимо многократное его повторение. Это не всегда возможно, а кроме того, даже если процесс и можно повторять многократно, при таком способе регистрации всегда вносятся погрешности, обусловленные невоспроизводимостыо самого изучаемого явления. Если они велики, то па их фоне могут оказаться незамеченными изучаемые детали явления. В таких случаях прибегают обычно к скоростной кипосъемке стигматических спектров.
Описанные в настоящем параграфе устройства могут быть использованы и для получения разрешенных во времени астигматических спектров с соответствующей потерей информации о пространственном распределении яркости источника.
Необходимой деталью установок описываемого типа является оптический затвор. Именно его действием устанавливается временная определенность регистрируемой фазы явления. Основные требования к затвору можно сформулировать следующим образом:
а)	Выдержка, устанавливаемая им, должна быть настолько малой, чтобы в исследуемом явлении пе произошло существенных изменений.
б)	Момент выдержки должен быть синхронизован с определенной фазой исследуемого явления и воспроизводимость этой синхронизации должна быть достаточно высока.
в)	Затвор должен быть достаточно прозрачным в открытом состоянии и достаточно непрозрачным, когда оп закрыт.
Механические затворы [7.20]. Мы будем называть механическими затворы с движущимися частями. В качестве привода в механических затворах обычно служат пружины, электромагниты, электромоторы и т. д. Затворы такого типа, применяемые в фотоаппаратах, обеспечивают выдержку до 10-3 сек, однако, как правило, их трудно синхронизовать с процессом с приемлемой точностью.
$ 51
УСТАНОВКИ ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ СТИГМАТИЧЕСКИХ СПЕКТРОВ
199
Более удобны для синхронизации затворы с электромагнитным приводом. Три схемы таких затворов, способных перекрывать спектральную щель на 10“3 сек, приведены на рис. 7.11а—7.Ив. Затворы такого типа чаще всего
Рис 7 11а 1Схема о 1ектромочаническо-го затвора [7 20]: 1 — магнит, 2 — пружина, з — шторка, 4 — щель.
Рис 7 Но Схема электродинамического затвора от прибора СП-75 [7 211 1 — постоянный магнит, 2 —• катушка, з — шторка, 4 — щель.
Рис 7 11 в Схема магнито-71 юктрпческого затвора [7 20] / -- рамка е током, 2 —• шторка, з — перекры-ваемос отверстие.
применяются как предохранительные в сочетании с другими более быстродействующими устройствами, открывающими пучок периодически с большой
скважностью, например с вращающимися дисками.
Вращающиеся диски широко применяются в действующих затворов. С их помощью можно
качестве периодически открывать небольшое
отверстие типа спектральной щели на доли микросекунды. Исследуемый процесс обычно запускается импульсом от фотоэлемента, срабатывающего при попадании на него света дополнительного источника через отверстие в том жо диске. Временная задержка задается углом а, на который поворачивается диск от момента запуска процесса до момента открывания затвора. Так, при скорости вращения диска 10 тыс. об!мин задержка 100 мксек обеспечивается углом а — 0°. Им-
Рис. 7 12. Двухдпсковый модулятор-Di, Z), - диски, ЛГ --мотор, Г/ — источник света, .7П ,72 11 •’/ { - шизы, Ф — фи-топриомпик. П — подганипики осн регх шргющего диска. 1, 2, 3 п 4 — элементы червячных передач
пульсы с крутым фронтом, ма-
лгой длительностью и высокой скважностью могут быть получены с помощью двухдискового затвора 17.22] (рис. 7.12). Оба диска вращаются от одного мотора, по с разпой скоростью через редуктор. При этом форма и длигель-
200
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Гл. VIj
ность импульса света задаются быстровращающимся диском, а скважность — медленным, играющим роль дополнительного затвора.
Аналогичная схема может быть осуществлена с помощью вращающихся плоских или вогнутых зеркал.
Периодически действующие дисковые или .зеркальные затворы удобны для выделения заданной фазы свечения многократно повторяющихся явлений, например, искры [7.23] или возбуждаемой ею флуоресценции.
8888088 ---4
а)
б)
Рис. 7.13. Схема затвора с полным внутренним отраж -пнем: а) втулка з из магнитострикционного материала сжимается под действием магнитного поля, возникающего в катушке 4, и сближает при пты 1 и 2, б) пьезокристаллическая пластинка з расширяется под действием электрического импульса, что приводит к уменьшению зазора между призмами 1 и 2.
Весьма быстродействующий затвор может быть построен па принципе полного внутреннего отражения (рис. 7.13). При сближении призм до расстояния, равного долям световой волны, свет проходит прямо. При их удалении возникает полное внутреннее отражение и свет не проходит. Перемещение призм может быть электро- или магнитострикционным. Время срабатывания 10-4—10-8 сек в зависимости от конструкции.
Электрооптические затворы. Действие электрооптических затворов основано на вынужденном двойном лучепреломлении, приобретаемом кристаллами, жидкостями и газами в электрическом поле [7.24].
Рис. 7 15. Затвор с ячейкой Керра- 1 — почяриза' тор, 2 — электроды, з — электрооптический кристалл, 4 — анализатор
Рис. 7 14. Простейший электрооптический затвор: 7 — поляризатор, 2 — фазовращатель, 3 — электроды, 4 — электрооптический кристалл, 5 — анализатор.
Схема затвора с продольным полем представлена на рис. 7.14. Иногда вместо электродов с отверстиями используются прозрачные проводящие слои, например из окиси олова. В ячейку помещают кристаллы, обладающие линейным электрооптическим эффектом, обычно KDP или ADP. Напряже
§ 5]
УСТАНОВКИ ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ СТИГМАТИЧЕСКИХ СПЕКТРОВ
201
ния, необходимые для создания разности хода л/2, равны соответственно 8 и 3,4 кв.
Для уменьшения рабочего напряжения можно составить «сэндвич» из таких ячеек. Поскольку направление поля меняется при переходе от слоя к слою, кристаллы должны быть развернуты на угол 90°. Тогда приобретаемый в слоях сдвиг фаз между компонентами будет суммироваться; и-элементная ячейка даст выигрыш по напряжению в п раз. Недостаток таких устройств — уменьшенная прозрачность и увеличенная электрическая емкость, снижающая быстродействие затвора.
Затвор с поперечным полем (ячейка Керра) показан па рис. 7.15. В таких ячейках используются жидкости (обычно нитробензол) и кристаллы, обладающие большой постоянной Керра (танталат ниобата калия, титанат бария, ииобат лития). Применение кристаллов особенно выгодна вследствие очень низкого значения напряжения, необходимого для управления затвором.
Магнитооптические затворы [7.24]. Схема такого затвора, действие которого основано па эффекте Фарадея, показана па рис. 7.16. Чтобы затвор полностью (за вычетом потерь па поглощение и отражение) пропустил излучение, необходимо, чтобы в ячейке осуществился поворот плоскости поляризации на 90°.
Рис 7.16. Магнитооптический затвор:
1 — поляризатор, 2 — анализатор, 3— ячейка Фарадея
Рис. 7.17. Затвор с многократным прохождением света через магнитооптическое вещество 1 — поляризатор, 2 и 2' — зеркала, з — электромагнит, 4 —магнитооптическая среда, 5 — анализатор.
Для увеличения эффекта можно использовать схемы прохождением (рис. 7.17). Их действие основано на том, магнитного поворота плоскости поляризации не зависит светового луча и при многократном прохождении суммируется. На этом основало также действие оптического изолятора — устройства, пропускающего излучение в одном направлении и непрозрачного в противоположном (рис. 7.18).
Ото устройство прозрачно в направлении, указанном стрелкой, если в магнитной ячейке происходит поворот плоскости поляризации на 45°. В противоположном направлении система непрозрачна.
При использовании электро- или
магнитооптических затворов в широкой области спектра следует иметь в виду селективность эффектов и, следовательно, изменение пропускания затворов по спектру.
Электронно-оптические преобразователи в качестве затворов. На рис. 7.19 представлена схема применения в качестве быстродействующего затвора электронно-оптического преобразователя. Такой затвор обладает рядом исключительных качеств. Его пропускание в открытом состоянии много
с многократным что
от
направление направления
Рис. 7 18 Затвор, пропускающий тлуче^ пис только в одном направлении ] и 2 — поляризаторы, оси которых расположены под углом 45° друг к другу, з — магнитооптическая ячейка.
202
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
ГГл. VII
больше единицы, другими словами, оп не только не ослабляет, по даже усиливает изображение. Такой затвор легко можно синхронизовать с исследуемым явлением. Он одновременно преобразует излучение «неудобных» для регистрации длип волн в «удобные», если фотокатод ЭОН обладает соответствующей спектральной чувствительностью.
Рис. 7 19 Схема применения э lehTpoiiiio-oiiTUMPeh’oi о прообра в качестве затвора. 1 — спектрограф, 2 — схема сипхронп имцтп, а -ЭОП
Следует иметь в виду ограниченную разрешающую способность ЭОПа и согласовывать с нею увеличение проектирующей оптики так, чтобы не потерять важных деталей регистрируемого спектра.
В качестве примера укажем на работу [7.251, в которой ЭОН использовался в качестве затвора при фотографировании спектров искрового разряда в водороде с выдержкой 1 мксек.
Киноспектрографы. Принципиальная схема кииоспсктрографа показана на рис. 7.20. Обычно он состоит из стигматического спектрографа и кинокамеры, иногда конструктивно объединенных.
Рис. 7.20 Принципиальная схема кииоспсктрографа: 1 — объект, 2 — конденсор, 3 — щель, 4 — обьектпв коллиматора, 5 — диспергирующая система, в — объектив камеры, 7 — ннност»емочнан камера
Можно производить покадровую киносъемку и астигматических спектров. Однако информация о пространственпом распределении яркости объекта при этом будет утеряна уже в спектрографе и пытаться сохранять ее покадровым способом фотографирования бессмысленно. В таких случаях предпочтительней пользоваться технически более простой непрерывной разверткой спектра.
В качестве кинокамеры для съемки спектров можно использовать одно из отечественных устройств для покадровой съемки. Большинство их подробно описано в [7.201. В частности, наиболее употребительны СФР-2М в режиме луны времени с частотой съемки до 2,0 ПО6 кадр/сек, ФП-22 (105 кадр/сек), ЖЛВ-2М (до 4,5-103 кадр/сек). Для меньших скоростей съемки используют каперу СКС-1 (до 8Л03 кадр/сек).
Сочленять спектрограф с кинокамерой лучше всего пе добавлением новых оптических деталей, а устранением излишних — киноаппаратом, сфокуси
§ 6]
СПЕЖТРОХРОПОГРАФЫ
203
рованным на бесконечность, заменяется вся камерно-кассетная часть спектрографов со сменными камерами, например ИСП-51. Иногда по конструктивным соображениям это невозможно и приходится сочленять приборы с помощью дополнительных объективов. Добавочная оптика вводится и в случае необходимости согласования увеличения спектрального прибора с разрешающей способностью кинокамеры.
Наша промышленность выпускает специальные призменные и дифракционные спектральные приставки СП-77 и СП-78, которые предназначены для совместной работы с камерой СФР-2М. Максимальная скорость регистрации при этом 625 тыс. спектров с размером 1X1 см2 в секунду.
§ 6.	Снсктрохронографы
Спектрохронографом (7, 9, табл. 7.1) называют прибор, в котором осуществляется непрерывная щелевая развертка спектральной картины во времени [7.201. Обычно это приборы с фотографической регистрацией,
Рис. 7 21. Спсктрохропограф со скррщонпыми щелями. С— источник света, К — конденсор, ТТЦ — входная щель спектрографа, Oj и О2 — объективы коллиматора и камеры, Пл — движуищяся пленка, J1 — призма, Щ2 —временная щель
хотя в принципе возможны и другие методы записи, например приемная телевизионная система с магнитной памятью. Необходимой частью всякого спектрохронографа является временная щель — диафрагма, вырезающая
Рис. 7.22 Спектрохропограф, в котором выходная щель монохроматора слу/кит и временной, и сиектра?и»ной щелью.
узкий участок регистрируемого спектра или ограничивающая спектр но высо-те. Временная щель (или ее изображение) и светочувствительная поверхность перемещаются относительно друг друга в направлении, перпендикулярном щели.
Временная щель может располагаться параллельно направлению дисперсии спектрального прибора. В этом случао спектральная и временная щель скрещены и совместно выделяют лишь одну точку источника света, находящуюся па их пересечении, а спектрохронограф регистрирует яркость этой точки как функцию длины волны и времени (9, табл. 7.1) (рис. 7.21).
В других приборах временная щель является одновременно спектральной щелью прибора, выделяющей узкий участок спектра (рис. 7.22).
204
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИЕОРЫ С ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ
[Гт. VII
Распределение освещенности по высоте этой щели воспроизводит распределение яркости по выбранному сечению источника. Такой спектрохропограф
Рис 7.2.3 Поворот изображения с помощью призмы.
регистрирует яркость источника света как функцию координаты и времени при фиксированной длине волны (7, табл. 7.1). Конструктивно спектрохронографы обоих типов отличаются только ориентацией развертывающего устройства относительно диспергирующего элемента. Они просто преобразуются из одного в другой либо взаимным поворотом частей, либо введением оптического элемента, осуществляющего поворот изображений (см., например, рис. 7.23).
Спектрохронографы выпускаются промышленностью. Они собираются также в лаборатории на базе спектрографов и фоторегистраторов. Для этой цели используют камеры типа СФР, ЖФР или подобные им. Нередко используют также приборы с движущимся
светочувствительным слоем, заменяющим неподвижную пластинку обычного спектрографа. На рис. 7.24 изображен барабанный фоторегистратор со скоростью движения пленки до 185 м/сек 17.26].
Рис 7 24. Конструкция однообъективного фоторегистратора барабанного типа* 1 — барабан, 2 — пленка, <3 — объектив, 4 —поворотная призма, 5 — .мотор.
Такой прибор, сочлененный со спектрографом, дает ждущую развертку с временным разрешением порядка долей микросекунды.
§ 61
СПЕКТРОХРОНОГРАФЫ
205
На рис. 7.25 представлена схема сочленения спектрографа ИСП-51 со стандартным фоторегистратором СФР-2М 17.27]. На рис. 7.26 приведены развертки спектров лазерной искры, полученные на этом приборе при
Рис 7 25. Схема сочленения спектрографа ИСП-51 с фоторегистратором СФР-2М* J, 2, з — щель, коллиматорный объектив и диспергирующая система ИСП-51, 4 — призма Дове (устанавливается для получения разверток поперек дисперсии), .5, 7 — объективы СФР-2М, 6 — временная щель, 8 — вращающееся зеркало, 9 — пленка.
развертке вдоль и поперек направления дисперсии. Поворот временной щели относительно спектральной осуществлен при этом введением призмы (рис. 7.23).
Рис. 7 26. Развертки спектра лазерной искры: о) развертка вдоль направления дисперсии (линия lie I X 5876 Л, лазерная искри в тел ни, р =- 5 ат)', б) развертка поперек направления дисперсии (линия II , лазерная искра в смеси водорода и гелия, р — 10 ат, видно изменение со временем ширины контура линии).
Спектрохронографическое устройство можно осуществить также сочленением спектрографа с электронно-оптическим преобразователем (см., например, [7.28]).
Несколько схем спектрохропографов с барабанной и зеркальной разверткой, а также с протяжкой фотопленки даны на рис. 7.27—7.29.
Упоминавшиеся выше спектральные приставки СП-77 и СП-78 (они выпускаются Красногорским механическим заводом), сочлененные с ка-меройАСФР-2М (в режиме непрерывной развертки), образуют спектрохроно-граф с временным разрешением до 10~8 сек.
Следует упомянуть и дифракционные спектрохронографы СП-111 и СП-142, разработанные в Советском Союзе в последнее время.
Прибор СП-111 [7.31] — спектрохропограф с вращающимся в вакууме трехгранным зеркалом, имеет временное разрешение 10~8 сек, относительное
206
спектральные приборы с временным разрешением
1г.|. VIт
отверстие 1/8, время регистрации 50—2000 мксек. Линейная дисперсия 41 —
7 К/мм (в зависимости от установленной сменпой решетки).
Спектрохропограф барабанного типа СП-142 17.32] имеет очень большое относительное отверстие (1/2—1/3) и временное разрешение 10-7 сек.
Рис. 7 27 Спектрохропограф с протяжкой пленки [7.29J	1 — диафрагма, 2 — плоское
зеркало, з —объектив коллиматора, 4 - дифракционная решетка, 5 — объектив камеры, 6 — перематывающий механизм, 7 — фотопленка, 8 — отметчик времени
Рис 7 28. Спектрохропограф с барабанной разверткой [7 .30]- ] — дифракционная решетка, 2- объектив камеры, з - барабан, 4 — фотопленка
Для временной развертки спектра можно применить также вращающий-ся диск с прорезью, устанавливаемый либо перед входной щелью стигмати-
ческого прибора, либо непосредственно
Рис. 7 29. Оптическая схема высокоскоростного снектрохронографа с трехграпным вращающимся зеркалом [7.29! 1 — спектральная и временная щель, 2 — зеркало коллиматора, з — дифракционная решетка, 4 — зеркало камеры, 5 — защитное стекло, 6 — вращающийся зеркальный трехгранник, 7 — фотопленка.
перед фотослоем прибора любого типа. Вращение диска необходимо синхронизовать с исследуемым процессом. Схема эта допускает регистрацию спектров, полученных от большого количества вспышек. Такое устройство было использовано для получения разрешенных во времени спектров высокотемпературной плазмы па установке «Альфа» 17.33]. Вращающийся диск диаметром 30 см с прорезью 0.34-2 мм был установлен непосредственно перед щелью спектрографа ДФС-8. Скорость прохождения прорези вдоль щели 5 м/сек. Временное разрешение до 100 мксек.
Аналогичная развертка спект-
ра получается также при исполь-
зовании в качестве конденсора вращающегося вогнутого зеркала, проектирующего источник в разные фазы его горения на разные участки щели спектрографа [7.23].
Спектрохронографы с барабанной и зеркальной разверткой более эффективны, чем приборы с вращающимися дисками или зеркалами. В приборах последнего типа в каждый данный момент регистрируется лишь незначительная часть светового потока, посылаемого источником в прибор.
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
Г Л Л В Л VIII
Все спектральные приборы, содержащие щель, обладают общим недостатком — для увеличения проходящего через прибор светового потока необходимо увеличивать ширину щели, при этом расширяется инструментальный контур и, следовательно, ухудшается разрешение.
Другой принципиальный недостаток обычных спектральных приборов — малое число одновременно регистрируемых спектральных элементов т. Только при фотографической регистрации т достигает огромных значений (иногда десятки тысяч) и определяется областью регистрации и практической разрешающей способностью R:
12
f n d'/.
т=} R~-
li
(8-1)
Однако низкая чувствительность фотопластинки, нелинейность ее как приемника излучения, сложность градуировки, а также ограниченная область ее спектральной чувствительности (см. гл. XII) делают во многих случаях предпочтительным, а иногда единственно возможным применение фотоэлектрических или тепловых приемников. При этом максимальное число одновременно регистрируемых спектральных интервалов составляет лишь несколько единиц или десятков в лучших квантометрах. Остальное излучение не используется и ценная информация об источнике света бесследно пропадает.
. Эти обстоятельства стимулировали в последние 10—15 лет разработку ряда приборов, основанных на новых принципах и лишенных указанных недостатков. Особенно большие преимущества эти приборы имеют в инфракрасной части спектра. Для коротковолновых областей их преимущества значительно меньше. Ниже излагаются идеи, положенные в основу приборов нового типа.
§ 1. Приборы с селективной амплитудной модуляцией
СИСАМ. Этот прибор был предложен в 1957 г. П. Копом [8.1], [8.2]. Принципиальная схема устройства дана на рис. 8.1.
Свет от диафрагмы D коллимируется линзой и падает на интерферометр Майкельсона. Зеркала его заменены двумя одинаковыми решетками 6?! и С2, повернутыми па одинаковый угол ia относительно направления пучков, идущих вдоль обеих ветвей интерферометра. В этом случае вдоль пучков будут направлены лучи с длиной волны 1а, удовлетворяющие условию автоколлимации (угол падения za равен углу дифракции):
Ха = 2ds'nZa ,	(8 2)
где d — постоянная решетки, к — порядок спектра.
208
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИЕОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
[Гл. VIII
Пусть одна из решеток движется в направлении осевого луча интерферометра со скоростью V. Тогда разпость хода А между двумя интерферирующими пучками будет меняться по закону А = 2vt. Изменение разности хода
Рис. 8 ! К расчету прострапстиеипой частоты интерференционных полос.
приведет к периодическому изменению величины светового потока, проходящего через диафрагму D' на приемник Р,
Aa = /o>.a(l-|-COS-^)	(8.3)
Таким образом, энергия на выходе для длины волны Ха оказывается ..	2i>	г
промодулированпои с частотой умод = -т—, причем глубина модуляции ла
у__ / ^max Лп1п \ _ ।
' ^тах'Г Лп1п /
Легко показать, что глубина модуляции для длин волн X по мере возрастания X — Ха будет уменьшаться.
Действительно, рассмотрим интерференцию лучей с длиной волны X — Ха АХ. Они повернуты по отношению к лучам, идущим по оси, на малый угол е (рис. 8.2)
8 = -^—АХ. dcos ia
Здесь k/(d cos ia) — угловая дисперсия решетки. Лучи с длиной волны X, исходящие от обеих решеток, будут пересекаться под углом 2е. В результате интерференции'этих лучей образуется ряд интерференционных полос, параллельных штрихам решеток (см. рис. 14.2). Пространственная частота v г -	2sine
этих полос в плоскости линзы L2 будет v =	— или, учитывая малость е,
А,а
2s __ 2/сДХ, V /.а /.ad cos ia ’ откуда расстояние между полосами
7 - 1 _ Xa^cosla	„
L ~ v - 2/сДХ, •
Проекция Q' решетки на плоскость линзы Ьг будет иметь ширину Q' = = Q cos ia, где Q — ширина решетки.
§ О
ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ АМПЛИТУДНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
209
Таким
L2, будет
образом, общее количество полос, укладывающихся на линзе
__ Q cos га _ 2&Q cos га 2QkW
П' I	- lad
сигнал приемника записывается с помощью усилителя перемен-Тогда регистрируемый сигнал будет пропорциональным иптен-
(8-7)
Рис. числа Пунктиром указана та ни* зависимость при аподизации.
8 3 Зависимость глубины модуляции oi полос, укладывающихся на апертуре L2
Пусть пого тока, сивпости излучения и глубине его модуляции. Чем больше п, тем меньше глубина модуляции.
Действительно, при движении решетки в одной из ветвей интерферометра система полос перемещается в направлении, перпендикулярном полосам. Изменение энергетического потока, проходящего через линзу, связано только с прохождением крайних полос через границу. Чем больше полос укладывается ita линзе, тем меньше вклад каждой полосы в общий энергетический ноток и тем меньше, следовательно, изменение последнего при перемещении интерференционной картины. Когда на ширине линзы укладывается целое число интерференционных полос (и — 1, 2, 3, . . .), глубина модуляции у обращается в нуль. Это иллюстрируется рис. 8.3, па котором приведена зависимость глубины модуляции (величины, пропорциональной сигналу, регистрируемому па выходе усилителя) от числа полос, укладывающихся ita апертуре L2. Эта кривая фактически представляет собой аппаратную функцию. Таким образом, действие прибора основано на принципе селективной (по длинам во. in) амплитудной модуляции с помощью интерферометра. Отсюда и название прибора — спектрометр с интерференционной селективной амплитудной модуляцией (СИСАМ).
Для получения аппаратной функции СИСАМа рассмотрим распределение интенсивности на выходной диафрагме для длины волны X = Ха АХ. Это распределение в пространстве и во времени будет аналогично (8.3) описываться функцией
или, учитывая (8.5),
= 70Д] 1-1-cos
(8-8)
r r F л i 2л / „ З/сДЛ.т:
1 + cos-^-\2vt L	\	и, COb (д
Через диафрагму пройдет количество света
У cos ia ИД-/ол j [ о
В результате интегрирования
1 - cos -— ( 2vI -j-------— х
ла \ d cos ia
(8-9)
(8.10)
W},— I0),Q cos ia
1-1
получим
. 2л7сфДХ
Й1П
____________cos — (2vt —	\ 2л/сфДХ, C0S ла (	' d ) ’
X,ad
(8.11)
14 д. и. Зайдешь и др.
210
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
[Г.1 МП
Глубина модуляции этой функции
2nkQW
sin—у——
v	s'n яп	(8 1 “О
7 2л/г(?Дл лп
Хас?
представляет собой инструментальный контур СИС/\Ма, изображенный па рис. 8.3.
Функция (8.12), как и следовало из качественною рассмотрения, при целых п обращается в пуль. Переход через узел сопровождается переменой знака фазы модуляции.
Разрешающая способность СИСАМа. Для по.[счета разрешающей способности воспользуемся критерием Рэлея, приняв предел разрешения Ал равным ширине аппаратной функции при ординате у - 0,4 от максимума. Из рис. 8.3 приближенно следует, что величине у 0,4 соответствует/г — ±2/3, откуда согласно (8.7) имеем
4 = 2 4 к^.	(8.13)
Заменяя Q/d на число штрихов решетки N и и разрешающую способ-Дл.
ность R, получаем
R-^kN.	(8.14)
Таким образом, разрешающая способность СИСАМа в полтора раза больше, чем спектрометра с такой же решеткой и бесконечно узкой щелью.
Интенсивность побочных максимумов аппаратной функции СИСАМа сравнительно велика, что затрудняет исследование линий поглощения и ухудшает разрешение слабых линий вблизи сильных.
Для уменьшения побочных максимумов применяют аподизацию — па решетку надевают диафрагму ромбической формы, снижая высоту крайних штрихов. Вид аппаратного контура СИСАМа с аподизацией нанесен пунктиром на рис. 8.3.
Ширина контура при этом увеличивается примерно в полтора раза. Разрешающая способность СИСАМа с аподизирующими диафрагмами равна разрешающей способности спектрографа с такой же решеткой и с бесконечно узкой щелью.
Геометрический фактор СИСАМа. Превосходство СИСАМа перед спектрометром с решеткой проявляется только в топ. что допустимые угловые размеры диафрагмы D2 во много раз больше угловых размеров выходной щели спектрометра с такой же дифракционной решеткой, обеспечивающей ту же разрешающую способность. В соответствующее число раз увеличивается и геометрический фактор, а следовательно, и светосила прибора.
Допустимые угловые размеры Q диафрагмы D2 для СИСАМа те же. что и для интерферометра Фабри — Перо, и определяются, главным образом, необходимой разрешающей способностью R:
2л
Qc.iiCAM = -7f- стерад.	(8.15)
Для решетки в автоколлимационпой установке угловые размеры щели также определяются разрешающей способностью прибора:
Ц>еш — —д -а- стерад.	(8.1(>)
Здесь Р — угловая высота щели, /а — угол падения и дифракции. Отсюда выигрыш по светосиле, который дает СИСАМ, равен nz(ptgia).
S И
ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ АМПЛИТУДНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
211
Однако, учитывая аподизационную диафрагму, закрывающую половину площади решетки, и потерю более половины света па светоделительном зеркале интерферометра, получим выигрыш, в четыре раза меньший:
*=W	(8Л7>
Для р =0,01, tg ia —0,3 (za = 17°) эта величина равна «250. Для коротковолновой части спектра преимущество СИСЛМа значительно снижается в связи с тем, что па приемник попадает одновременно с модулированной и пемодулированпая часть излучения. Вследствие этого возрастает уровень шумов на выходе. В коротковолновой части спектра шум определяется общей величиной светового потока, в то время как для малочувствительных детекторов инфракрасного излучения основной шум связан с собственными шумами детектора и в широких пределах не зависит от величины падающего на приемник потока излучения.
СИСАМ СП-101. Предложенная Копом схема СИСЛМа обладает значительной чувствительностью к вибрационным и температурным воздействиям. В этом отношении схема разработанного в Государственном оптическом институте СИСЛМа СП-101 с обратно-круговым ходом лучей обладает
С)
Рис 8.4. Оптическая схема (а) и общий вид (б) СНСАМа СП-101.
существенными преимуществами [8.3]. Оптическая схема его и общий вид даны на рис. 8.4. Пучок от исследуемого источника 1 освещает входную диафрагму прибора 2 и после отражения от плоского зеркала 3 и коллиматорного параболического зеркала 4 разделяется пластинкой 5 на две ветви,
212
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ [Гл. VIII
гипербол»
Рис 8 5 Растр in равнобоких
направленные по часовой стрелке и против нее. Дважды продифрагировав на решетках 6 и 7 и отразившись от зеркала 8, пучки вновь соединяются па светоделителе 5, отразившись от второго коллиматорного зеркала 9 и плоского зеркала 10, пучки фокусируются на выходной диафрагме 11, которая проектируется на приемник излучения 12. Интерференционная модуляция осуществляется периодическим поворотом пластипки 13 (14 — такая же, но неподвижная компенсационная пластинка).
Сканирование спектра осуществляется поворотом решеток.
Реальная разрешающая способность прибора СП-101—5-105 (X 6438 А). В приборе установлены две решетки 110 X 100 мм2, 600 штр!мм, 3-й порядок. Рабочая область спектра 0,4—20 мкм, область сканирования без перестройки прибора —300 см"1, габариты — 100 X 120 X 50 см'. вес — 300 кГ. Приемниками излучения служат в коротковолновой области — фотоумножитель ФЭУ-26, в длинноволновой — фотосонротивлепие PbS и оптико-акустический приемник.
Растровый спектрометр Жирара [8.4, 8.51. Существуют другие способы селективной оптической модуляции. Один из пих — растровый — предложен Жираром и послужил основой для разработанного им прибора, выпускаемого в настоящее время фирмой Huet (Франция).
Прибор построен по схеме Эберта с параболическим зеркалом.
Входным отверстием спектрометра Жирара служит растр из равнобоких гипербол (рис. 8.5). Белые участки растра прозрачны, черные — непрозрачны и зеркально отражают свет. Размеры растра 30 X 30 жж2. На выходе прибора находится растр, являющийся точным монохроматическим изображением входного с присущими спектрометру аберрациями.
Зеркальный модулятор D поочередно направляет в систему два изображения входного растра — в проходящем и в отраженном свете. Для некоторой длины волны X - Ха диспергирующее устройство прибора — дифракционная решетка 205 х X 135 жж2 — и параболическое зеркало прибора с F — 2 м строят изображение входного растра на выходном (рис. 8.6). Для этой длины волны пропускание систе-зависимости от того, являются изображения
мы будет единица или растров одинаковыми
нуль в или дополнительными друг к другу. Таким образом, излучение с длиной волны X оказывается модулированным по амплитуде со 100%-ной глубиной модуляции. Глубина модуляции быстро спадает но мере удаления X от Ха. Действительно, изображение входного растра для X Ха будет сдвинуто относительно выходного растра. Появятся муаровые полосы с частотой тем большей, чем сильнее сдвиг растров (рис. 8.7). Для этих длин волн замена изображения растра на дополнительное при вращении модулятора приводит к незначительному изменению светового потока, попадающего на приемник — излучение оказывается слабо модулированным.
Разрешение прибора определяется наименьшим шагом растра. Растр с наименьшим шагом 50 мкм обеспечивает такую же разрешающую силу, как щель шириной 30 мкм. В то же время выигрыш в светосиле прибора по
§ и
ПРИБОРЫ G СЕЛЕКТИВНОЙ АМПЛИТУДНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
213
сравнению с таким ;ке щелевым оказывается равным половине отношения площадей растра и щели, т. е. превышает два порядка. В соответствии с ранее
Рис. 8.6. Оптическая схема растрового спектрометра Жирара* S — источник света, D — модулятор, М2, М2, М3 — плоские зеркала, Ge — входной растр, Gs — выходной растр, Р — параболическое зеркало, R —дифракционная решетка, Ат—приемно-усилительное устройство.
1.11 illicit
ПО
Рис. 8 7. Муаровые полосы. получающиеся при смешении двух гиперболических растров друг относительно друга
Рис. 8 8. Внешний вид растрового спектрометра Жирара.
сделанным замечанием о приборе СИСАМ этот выигрыш .может быть реализован в инфракрасной области спектра.
214
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
ГГл VT1I
Описанный режим работы требует очень точной юстировки. Другой режим осуществляется при выведенном зеркальном модуляторе. Модуляция производится колебанием параболического зеркала вокруг горизонтальной оси. В таком режиме работы, однако, прибор имеет вдвое меньшую светосилу.
Па рис. 8.8 показан внешний вид прибора. Его вес 800 кГ (прибор) и 250 кГ (шкаф с измерительным устройством). Длина прибора около 4 м.
Рис. 8 9. Образцы записи спектров, полученные с помощью спектрометра Жирара а) участок спектра СО2, б) полоса поглощения водяных паров.
б)
Процесс получения спектра тот же, что на обычном сканирующем приборе с дифракционной решеткой. В качестве примера на рис. 8.9, а приведен участок инфракрасного спектра излучения СО2 в пламени газовой горелки. Для иллюстрации разрешающей способности прибора на рис. 8.9, б приведена полоса поглощения водяных паров вблизи 1879 см-1.
§ 2. Фурье-спектрометры
Принцип действия. В приборах с амплитудной модуляцией в каждый момент времени регистрируется лишь один спектральный интервал. Спектр сканируется, как в обычном спектрометре. Приборы с частотной модуляцией, к рассмотрению которых мы перейдем, сохраняя преимущества СИСАМа в отношении пропускаемого светового потока, регистрируют весь спектр одновременно. Это многократно увеличивает добротность прибора.
Рассмотрим, что произойдет в интерферометре Майкельсона, освещенном светом сложного спектрального состава, при перемещении одного из его зеркал со скоростью v (рис. 8.10).
Как и в случае СИСАМа, можно написать для каждой монохроматической составляющей
Zv(/) = /Vo(l+coS^-z).	(8.18)
Очевидно, что в этом случае глубина модуляции для всех длин волн будет тт	2vi> 2v
одинакова. Частота же модуляции ммод — — = — для разных длин волн различна.
Если на выходе приемника поставить ряд узкополосных усилителей, каждый из которых регистрирует только свет, модулированный с частотой v;,
§ 2]
ФУРЬЕ-СПЕКТРОМЕТРЫ
215
Рис 8 10. К объяснению принципа действия фурье-спектрометра. Hi — источник света, Ль Л2 — липзы, 31 — неподвижное зеркало, 32 — движущееся зеркало, Зэ — полупрозрачное зеркало, D — выходная диафрагма, П —приемник излучения.
то па выходе усилителя будут воспроизведены сигналы, которые в совокупности образуют спектр, измеренный по ряду точек v1; v2, . . vN (N — общее число приемников). Очевидно, что такой прием регистрации может быть эффективным только для исследования распределения энергии в спектре, состоящем из небольшого числа линий. В действительности одновременно регистрируется общий сигнал, который после усиления широкополосным усилителем переменного тока записывается на ленту самописца.
При этом, как и в фотографическом .методе, все спектральные интервалы регистрируются одновременно.
Поток энергии йф, падающий на приемник в интервале от v до v -J- dv, где dv — предел разрешения прибора, будет
6ф = Д cos 4л dv -|- Iv dv. (8.19)
Интегрируя по всему спектру, получим полный поток ф, падающий па приемник
ОО
ф (/) ф* + ф" (t) = j Ivdv + о
Д cos 4лdv. (8.20)
о
Первое, постоянное, слагаемое не пропускается усилителем переменного тока. Сигнал па выходе-будет пропорционален второму слагаемому — фурье-образу функции Д. Наблюдаемая функция ф" (/) по основному свойству фурье-преобразования связана с искомой функцией распределения энергии по частотам Iv соотношением
ОО
Д!~ j ф" (Z) cos -1 dt.	(8.21)
oj
Таким образом, для извлечения искомого спектрального распределения из наблюдаемого сигнала нужно провести соответствующее преобразование Фурье. Эта операция может быть выполнена электронно-вычислительной машиной.
Разрешающая способность фурье-спектрометра аналогично другим интерференционным приборам (см. гл. Ill, VI) определяется максимальной разностью хода А между интерферирующими пучками}
А
к ‘
(8.22)
Величина А, в свою очередь, зависит от перемещения L зеркала интерферометра при регистрации спектра
2L.	(8.23)
Заметим, что для достижения такой разрешающей способности необходимо применять аподизацию, экранируя пучок диафрагмой, зависящей от разности хода А.
216
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
[Гл. VIII
Движение зеркала должно быть за все время регистрации равномерным, а яркость свечения источника — постоянной во времени. Это создает серьезные трудности для применения метода. Для получения разрешающей способности R на кривой ф" (t) нужно измерить и обработать R эквидистантных точек, что при сколько-нибудь большом R требует применения счетно-решаю-
щих устройств.
Одновременная регистрация всего спектра, наряду с относительно боль
шой входной диафрагмой, определяемой как и в случае СИСАМа формулой
<545	1,538	1,536	1,534
Рис. 8.11. Спектры Венеры, полученные с помощью дифракционного спектрографа (а), мультиплекса (б) и фурье-спектрометра (в) [8.5].
(8.15), приводит к тому, что приборы, построенные на этом принципе, обладают большим фактором добротности. Однако преимущества метода реализуются лишь в инфракрасной области, особенно далекой.
На рис. 8.11 приведен участок спектра Венеры в области 1,5 мкм, полученный П. Коном с помощью трех различных приборов — дифракционного спектрографа, мультиплекса и фурье-спек-трометра. Наглядно видны преимущества последнего прибора.
Фурье-спектрометр ИТ-69 [8.6]. Большинство существующих сегодня фурье-спек-трометров — это приборы лабораторного тина. Однако уже начали разрабатываться
и стандартные приборы.
Спектрометр ИТ-69, разработанный в ГОИ, предна-
значен для получения интерферограмм в виде показаний цифрового вольтметра, нанесенных на перфоленту. Ее можно вводить в вычислительную машину «Урал-2». Последняя выдает готовый спектр за время, сравнимое с временем получения интерферограммы. Полное время регистрации и получения спектра занимает около 30 мин. Основная часть оптической схемы ИТ-69 пока
зана на рис. 8.12, а. После прохождения диафрагмы 1 и отражения от плоского зеркала 2 исследуемое излучение коллимируется параболическим зеркалом 3 (F — 277 мм, D —70 мм) и падает на светоделительную 4 и компенсационную 5 пластинки интерферометра Майкельсона. I (осле отражения от подвижного 6 и неподвижного 7 зеркал пучок фокусируется параболическим 8 и плоским 9 зеркалами на выходную диафрагму 10. За ней расположен приемник 11. Контроль перемещения зеркала 6 осуществляется непрерывной записью интерферограммы зеленой ртутной линии
от вспомогательного источника.
Прибор предназначен для работы в области 4000—20 000 А, основная область 8000—20 000 А. Предел разрешения 0,1 см"1. Прибор (рис. 8.12, б) смонтирован на чугунных плитах, лежащих на амортизаторах (теннисные мячи) на массивной железобетонной станине. Регистрирующее устройство вынесено в отдельный блок.
§ 2]
ФУРЬЕ-СПЕКТРОМЕТРЫ
217
Фурье-спектрометры FS-720/820. Эти приборы в комплекте с электронно-вычислительным устройством FTC-300 выпускаются фирмой Beckman (Англия). Приборы рассчитаны на область спектра от 20 до 1000 мкм (10—500 ел-1). Предел разрешения достигает 0,1 см~г, относительное отверстие 1 : 2. Время записи регулируется в широких пределах.
Рио. 8.12. Упрощенная оптическая схема (а) и общий вид (б) спектрометра ИТ-69.
Па рис. 8.13 представлен внешний вид фурье-спектрометра FS-720' и одна из спектрограмм высокого разрешения, полученная на этом приборе.
Фотографическая регистрация в фурье-спектроскопии. Оптическая схема фурье-спектрометра с интерферометром Майкельсона не является единственно возможной. В принципе применимы интерферометрические схемы любого типа, позволяющие плавно, с постоянной скоростью, изменять разность хода между интерферирующими пучками.
Возможны также схемы, в которых интерферограммы спектра записываются фотографически. В одной из таких схем используется кристаллический двупреломляющий клин, помещенный между двумя скрещенными поляроидами [8.7] (рис. 8.14). В этой схеме разность хода между обыкновенной и необыкновенной волнами линейно растет вдоль координаты z. Фотография интерференционных полос микрофотометрируется, а микрофотограмма обрабатывается па электронпо-счетной машине. Производя одновременно с экспонированием линейное перемещение фотопластинки вдоль интерференционных полос, можно следить за временным изменением спектра излучения.
218
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
[Гл VIII
Однако разрешающая способность таких устройств невелика, она определяется соотношением, аналогичным (8.22), которое в данном случае имеет вид
7? —-у5-,	(8.24)
где бм — максимальная (на нижнем краю клина) разность хода между •обыкновенной и необыкновенной волной. Такие устройства применимы лишь .для исследования простых по составу излучений.
Рис 8.13 Фурье-спектро-четр FS-720 фирмы Beckman (а) и образен спектра поглощения паров воды в области 35— 65 см *, полученные на атом приборе (б) Время записи интерферограммы 1(58 .мин.
Аналогичная запись интерферограммы может быть произведена с помощью интерферометра, в котором одно из зеркал наклонено. В этом случае
Рис 8 14 Схема фурье-снектрометра преломляющим клипом: П1 и П2 — скрещенные поляроиды, К —двупреломляющий клин
(рис. 8.15) регистрируются интерференционные полосы, частота которых определяется углом между фронтами волн, вышедших из обеих ветвей интерферометра.
Оптическое восстановление спектра по интерферограмме. Для осуществления преобразования Фурье не обязательно использовать электронно-счетную машину. Такое преобразование можно осуществить оптически, просвечивая интерферограмму монохроматическим излучением. Здесь мы имеем в виду интерферограмму, в которой завися-
Z
с дву-
мость интенсивности от разности хода записана в виде вариаций коэффициента пропускания. Таковы, например, только что описанные интерферограммы, полученные фотографически.
S 2]
ФУРЬЕ-СПЕКТРОМЕТРЫ
219
Оптическое преобразование Фурье можно производить и в [случае, если интенсивность записана в виде вариаций коэффициента отражения, коэффициента преломления или рельефа интерферограммы.
Схемы установок для записи интерферограммы и восстановления спектра (осуществления оптического преобразования Фурье) даны на рис. 8.15 и 8.16.
Нетрудно видеть, что при получении спектра источника интерферограмма играет роль прозрачной дифракционной решетки. На первом этапе (получения интерферограммы) пространственная частота интерференционных полос определяется углами аир падения па фотопластинку обоих интерферирующих пучков:
1	sin а— sin В /О
----j----(8-2о)
В частпом случае а - О
(8.26)
Из уравнения видно, что излучение больших длин волн дает решетки более грубые, с меньшей пространственной частотой.
При сложном спектральном составе излучения интерферограмму можно
Рис 8 15 Интерферометр Майкельсона с наклонным зеркалом’ 3| и 32 - плоские зеркала, 3, — светоделитель! юе зеркало, И источник света, Л — коллимирующая линза, Р — фотопластинка
рассматривать как наложение решеток разных частот.
При просвечивании интерферограммы монохроматическим светом длины
волны Хо каждая решетка действует независимо, отклоняя свет на тем боль-
Рис 8 16 Схема восстановления спектра по интерферограмме (оптическое фурье-преобразование) 1 — Не -Ne-лаэер, 2,3 — телескопическая система, расширяющая пучок, 4 — интерферограмма р олограмма), 5 — объектив, 6 — спектрограмма.
ший угол ф, чем больше ее пространственная частота. 11о формуле дифракционной решетки (2.1) (нормальное падение)
df sin <р = кк0, (8.27)
откуда для к — 1
sin ф — ~ sin р. (8.28)
Оптическое восстановление
спектра по его интерферограмме впервые осуществлено в работе [8.8]. Разрешающая способность метода очень невелика—
предел разрешения порядка50А.
Этот метод, который можно назвать голографической спектроскопией, имеет несомненно перспективы усовершенствования. Поскольку разрешаю-
щая способность метода лимитируется трудностями записи на одной интерферограмме большого числа линий, нужны интерферометры, создающие большие изменения разности хода в пределах ограниченного поля зрения. Для регистрации интерферограммы с большой пространственной частотой необходимы регистрирующие среды с большой разрешающей способностью; они, как известно, обладают низкой чувствительностью.
220
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
[Гл. VIII
Фотоэлектрическая регистрация спектроголограммы и оптическое фурье-преобразовапие. Один из возможных способов преодоления этих трудностей, по нашему мнению, заключается в использовании оптического метода только на этапе преобразования Фурье. Тем самым исключается наиболее сложное звено процесса, связанное с трудоемкими вычислениями.
Рис. 8 17. Запись интерферограммы с помощью вспомогательного источника:	— источник света,
Л1 — коллиматорная линза, 31 и 32—зеркала интерферометра, З3 — светоделительное зеркало, Л2—линза, St — диафрагма, И — приемник излучения, Иг — вспомогательный управляемый источник света, S2 — щель, Ф — фотопластинка.
При записи интерферограммы (рис. 8.17) сигнал приемника управляет яркостью излучения источника света, освещающего щель. Она, в свою очередь, проектируется на фотопластинку, движущуюся синхронно с зеркалом интерферометра. Поскольку яркость управляемого таким образом источника может быть выбрана сколь угодно большой, трудности, связанные с применением высокоразрешающих эмульсий, снимаются. Число полос, которое может быть записано в такой схеме, не ограничено размерами зеркал интерферометра.
ГЛАВА IX
СВЕТОФИЛЬТРЫ
§ 1. Общие свойства светофильтров
Светофильтрами, или просто фильтрами, называются устройства, меняющие спектральный состав или энергию падающей на них световой волны, не меняя (или почти по меняя) формы ее фронта.
Основная характеристика фильтра — его пропускание Т = Ф/Фо, где Фо и Ф — падающий на фильтр и прошедший через пего световой поток. Наряду с этим фильтр часто характеризуют оптической плотностью D. По определению
=	(9.1)
Если не учитывать многократных отражений в системе фильтров, то оптическая плотность нескольких последовательно расположенных фильтров равна сумме их плотностей h
'D=^Dt.	(9.2)
i = l
Фильтры называются серыми, или нейтральными, если их оптическая плотность в исследуемом спектраль-ном интервале пе зависит от ‘ длины волпы. Фильтры, не удовлетворяющие этому условию, называются селективными.
Достаточно серыми в види-	40
мой и ближней ультрафиолетовой областях спектра явля-	д
ются тонкие пленки алюминия и платины, полученные испаре- рис , нием металла на стеклянную и или кварцевую подложку. Ра
створы коллоидного графита, нигрозина и некоторых других красителей также дают серые фильтры для видимой области.
Следует отметить, что даже самые лучшие серые фильтры обладают некоторой селективностью (рис. 9.1).
Селективные фильтры предназначаются либо для отделения широкой области спектра, либо для выделения узкой спектральной области. Фильтры последнего типа называются узкополосными, иногда их условно называют монохроматическими.
Для изменения спектральных свойств излучения или спектральной чувствительности приемников служат так называемые корректирующие • фильтры. С их помощью можно, например, с достаточной точностью
/	fapiOOА
-----~Pt~ ~ ~\" Сг,Ш
300	000	700 Алл
1. Пропускание топких пленок «тноминия, плати-I, серебра и хрома (указана толщина пленки).
222
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX
приблизить спектр лампы накаливания к сплошному спектру солнца или спектральную чувствительность фотоэлемента привести в соответствие со спектральной чувствительностью глаза.
Узкополосные фильтры часто применяются вместо других спектральных приборов. Их преимущество заключается в возможности непосредственно измерять распределение спектральной яркости по площади источника. Наряду с этим светофильтры обычно пропускают гораздо больший световой поток, чем приборы с диспергирующими элементами.
Однако разрешающая способность светофильтров невелика — в большинстве случаев ширина пропускаемого участка спектра составляет десятки и сотни ангстрем. Лучшие узкополосные фильтры имеют ширину полосы пропускания меньше 1 А, однако количество пропускаемого ими света невелико. Поэтому основное назначение светофильтров при спектральных исследованиях — грубая монохроматизация либо неселективное ослабление-излучения.
Важнейшей оптической характеристикой светофильтра является спектральная кривая пропускания или оптической плотности (Т (А) либо D (А)).
Для всех фильтров, кроме корректирующих, желательно, чтобы области пропускания были ограничены как можно более резко и чтобы вне их Т было равно пулю. К сожалению, у большинства фильтров пропускание относительно медленно меняется по спектру, а некоторая часть излучения часто проходит и вне основной полосы пропускания.
§ 2. Абсорбционные фильтры
Наиболее широко применяемый класс фильтров — абсорбционные^ Ослабление света в них происходит, главным образом, в результате поглощения веществом фильтра. Частичное ослабление света обусловлено также отражением от поверхностей фильтра, однако в большинстве случаев потери на отражение невелики, а главное — почти не селективны.
Кроме поглощения и отражения имеют место потери света, связанные-с рассеянием в объеме поглощающего тела и на его поверхности. Для обычных светофильтров эти потери незначительны и ими можно пренебречь.
Световой поток, прошедший через поглощающий слой, ослабляется в соответствии с законом Бугера
фх = фп.10-ч««.	(9.3)
Здесь к (А) — коэффициент поглощения, а I — толщина слоя *).
Закон Бугера можно считать применимым практически всегда, за исключением очень больших плотностей светового потока, даваемых лазерами. В соответствии с этим законом для коэффициента пропускания можно написать
- (1 - 7?л)2 Ю-ЧЧ/.	(9.4)
Здесь 7?х — коэффициент отражения света поверхностью фильтра.
Обычно в таблицах, характеризующих светофильтры [9.1], приводятся значения оптической плотности для рабочей толщины фильтра без учета потерь на отражение.
*) В теоретических исследованиях закон Бугера обычно записывают в виде
фл = Фох«“ад'-	(9.3')
Очевидно, что коэффициент поглощения, определенный формулой (9.3), отличается от коэффициента поглощения, определенного формулой (9.3'), множителем 0,43 — модулем, перехода от десятичных логарифмов к натуральным.
§ 2]	АБСОРБЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ	223
Узкополосные фильтры характеризуются обычно длиной волны А-тах, соответствующей максимуму пропускания, пропусканием в максимуме Ттах и полушириной полосы пропускания АА. За эту величину обычно принимается интервал длин волн, для границ которого Т = V2 T’max-
Для фильтров, предназначенных для отрезания длинноволновой или коротковолновой части спектра, иногда приводят также Апр —длину волны, при которой пропускание убывает по сравнению с максимальным в два раза. В большинстве случаев нужно, чтобы вся поверхность фильтра обладала одинаковым пропусканием. Такие фильтры чаще всего изготовляются в виде плоскопараллельных пластинок или таких же кювет с поглощающим раствором.
Иногда фильтры делаются в виде трубок, охватывающих источник света или облучаемый объект (например, фильтры для комбинационного рассеяния и оптической накачки). Иногда сама колба лампы имеет фильтрующие свойства (медицинские синие лампы и т. п.).
В ряде задач требуются фильтры, пропускание которых меняется по поверхности.
Если изготовить клин из поглощающего вещества, то легко видеть, что его оптическая плотность линейно зависит от расстояния до ребра. Такие клинья делаются из стекла или окрашенного желатина. Применяют также осажденные на стекло металлические пленки переменной толщины.
Часто изготовляются фильтры переменной плотности в виде дисков (круговые клинья), а также ступенчатые ослабители — фильтры, пропускание которых скачком изменяется при переходе от одного участка к другому. Ступенчатые ослабители широко применяются в спектрофотометрии.
Абсорбционный светофильтр постоянной толщины, вообще говоря, по-разному ослабляет лучи света, падающие на него под разными углами. Можно показать, что относительное изменение пропускания при падении света на фильтр под углом а приближенно равно
~ d on si,l2a
Например, пропускание стеклянного светофильтра (п = 1,5) оптической плотности DK =- 2 для лучей света, падающих под углом a — 30°, на 27% меньше, чем его пропускание для лучей, которые падают на него нормально. Из этого примера видно, что при использовании абсорбционных фильтров для количественных измерений в световых пучках с большой угловой апертурой нужно учитывать увеличение поглощения наклонных лучей.
Следует также иметь в виду, что задержанный абсорбционным фильтром световой поток полностью преобразуется им в тепло и фильтры ипогда сильно нагреваются. Это приводит не только к некоторому изменению оптических характеристик фильтра, но иногда и к его растрескиванию.
Стеклянные светофильтры, В настоящее время наиболее употребительными абсорбционными светофильтрами являются стеклянные. Нашей промышленностью выпускаются наборы цветных стекол размером 80 X 80лыи2 или 40 X 40 мм2, состоящие из 117 паспортизованных образцов [9.1]. Ниже приводятся некоторые характеристики этих стекол (рис. 9.2—9.16).
Стеклянные светофильтры обладают по сравнению с другими рядом преимуществ, к которым в первую очередь следует отнести устойчивость к световым и тепловым воздействиям, а также однородность и высокое оптическое качество.
Ассортимент цветных стекол достаточно широк и почти во всех случаях позволяет решать задачу предварительной монохроматизации или отсечения нежелательной (особенно коротковолновой) части спектра.
224
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX
Рис. 9.2. Пропускание ультрафиолетовых стеклянных фильтров толщиной 3 мм.
Т
Рис. 9.3. Пропускание синих стеклянных фильтров толщиной 3 мм.
Рис. 9.4. Пропускание фиолетовых и
синих стеклянных фильтров толщиной 3 мм.
Рис. 9 5 Пропускание сине-зеленых стеклянных фильтров толщин )Й 3 .мч
Рис. 9.6. Пропускание зеленых стеклянных фильтров толщиной 3 мм.
Рис. 9.7. Пропускание желто-зеленых стеклянных фильтров толщиной'З мм.
Рис. 9.8. Пропускание желтых стеклянных фильтров.
Рис. 9.9. Пропускание желтых и оранжевых стеклянных фильтров толщиной 3 мм.
Рис. 9.11. Пропускание красных стеклянные фильтров.
Рис. 9 12. Пропускание инфракрасных стеклянных фильтров толщиной 3 лии.
Рис 9 10 Пропускание оранжевых стеклянных фильтров.
15 а, Зайде гь и др.
226
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX
Рис. 9.13. Пропускание пурпурных стеклянных фильтров толщиной 3 мм.
Рис. 9.14. Пропускание нейтральных
Рис. 9.15. Пропускание темных стеклянных фильтров толщиной 3 .нлг.
Л, нм
Рис. 9.16. Пропускание белых стеклянных фильтров толщиной 3 «и.
§ 21
АБСОРБЦИОННЫЕ ФИНЬТРЫ
227
Таблица 9.1
Светофильтры, выделяюише участки ультрафиолетовой и видимой областей спектра Ттах = 30%
X при Т max’ нм	ДМ/2	Марки стекол	Толщина стекол, мм, НЛН 1пр, нм	X при Т max’ нм	Д^/2	Марки стекол	Толщина стекол, мм, И.™ ?.пр, ни
300	36	ЖС20	5,0	510	30	ЖС17 (18)	Хпр 502
		УФС5	4,0			СЗС22	12,0
315-320	28	ЖСЗ	1,2			СЗС20	1,35
		УФС5	6,0	520	32	ЖС18	К„р 512
		БС4	2,2			СЗС22	иТо
340	38	БС6	1,6	530	35	ЖС18	
		УФС2	12,5			(ОСИ)	6*25
360	28	БС7	1,8			СЗС22	
		УФС2	4,4	540	30	ОСИ	Хпр 530
380	24	БС8	2,35			СЗС22 ПС7	4,1 2,0
		УФС6	4,5				
400		ЖС10		550	28	ОСИ	
	26		^пр зуь			СЗС22	3,0
		ПС13	2,3			ПС7	3,0
410	34	ЖС10	^пр 405	560	25	ОС12	
		ПСИ	13,5			ЗС7	3,0
		СЗС21	1,0			СЗС22	1,9
420	42	ЖС10	%пр415	570	20	ОС13	Хпр 563
		ПСИ	7,5			ЗС7	4Ю
		СЗС21	2,0			СЗС21	
430	35	ЖСИ	Ьпр 425	580	35	ОС14	ХПр 570
		ПСИ	5,0			ЖЗС18	10,0
		СЗС21	2,5			СЗС21	Кб
440	30	ЖСИ (12)	^пр 430	590	35	ОС14	Хпр 580
		ФС6	1,85			ЖЗС18	10,0
		СЗС21	1,5			C3C23	К 96
450	34	ЖСИ (12)	Хпр440	600	32	КСЮ	ХПр 590
		СС15	3,4			ЖЗС18	9,5
460	38	ЖС12	^пр 447	620	50	КСИ	Лпп608
		СС15	2,45			C3C23	з;25
		СЗС21	2,0				
470		ЖС16		640	56	КС 13	Хпт, 628
	25		^пр 4б2			C3C23	1,5
		СС5 СЗС21	3,5 2,0			СЗС25	1’9
480				660	60	КС 14	Лпт. 644
	30	ЖС16	^пр 4/2			СЗС25	
		СЗС20	9,5				
490		СЗС21	1,2	680	56	КС17 СЗС26	Хпр 666 13,5
	34	ЖС17 (18)	^пр 482				
		СЗС20	7,05	700	60	КС 13	Хпр не нор-
		СЗС21	1,5			ЗС7 СЗС26	мируется 5,0 8,1
500	35	ЖС17 (18)	^пр 490				
		СЗС22	10,0				
		СЗС20	3,2				
15*
228
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX
Располагая друг за другом несколько стеклянных светофильтров, можно получить довольно узкополосные фильтры для всей видимой и ближней ультрафиолетовой части спектра.
В табл. 9.1 приведены комбинации фильтров, имеющих 30%-ное пропускание в максимуме, наименьшую при этом ширину полосы пропускания и покрывающих всю ближнюю ультрафиолетовую и видимую части спектра [9.1].
Другой тип комбинированных светофильтров из цветного стекла предназначен для выделения наиболее ярких линий ртутного спектра.
В табл. 9.2 приведены три комбинации цветных стекол для выделения линий ртути, рассчитанные на чистоту выделения линий из спектра ртутной
Таблица 9.2
Светофильтры для выделения линий ртутного спектра |9.1]
К линий ртути, нм	Чистота выделения, %	Марки стекол	Толщина стекол, мм, ИЛ! 1пр, НЛ<	X .линий ртути, им	Чистота выделения, %	Марки стекол	Толщина стекол, жм, и 1И ХПр, нм
303-313	99,0	жсз	4,0	436	99,8	ЖС 12	Хпр435
		УФС2	2,0			СС15	То
	95,5	ЖСЗ	2,0		95,5	ЖС11	Х„р420 1,5
		УФС2	2,0			СС15	
	90,0	ЖСЗ	1,2		94,3	ЖС11	
		УФС2	2,0			СС15	1,2
365	99,8	БС7	1,2	546	99,1	ОСИ	^пр 535 .<0
		УФС6	3,0			ПС7	
	97,8	БС6	2,0			СЗС21	5,0
		УФС6	2,5		97,5	ЖС18	4цр 510 5,0 2,0
	95,0	БС5 УФС6	2,0 2,0			IIC7 СЗС21	
					93,2	ЖС18	^пр 510 5,0
405	99,4	ЖСК)	^-пр 390 4,5			ПС7	
		ПС13		578	99,3	ОС13	
	96,3	ЖС10	Х„р390			ЗС7	3,0
	91,0	ПС13	3,2		95,0	ОС13	
		ЖС10	Хпр 390			ЗС7	1,0
		ПС 13	2,5		90,0	ОС13	Хпр 565
Таблица 9.3
Светофильтры, преобразующие распределение энергии излучения ламп накаливания с цветовой температурой 2854 °К в распределение энергии других источников
Светофильтр	Марки стеко I	Толщина, мм
в (преобразует излучение лампы в излучение стандартного источника дневного света В, Тцв- 4800 ° К)	СЗС17 ПС 5 1IC14	5,1 5,85 4,8
С (преобразует излучение лампы в излучение стандартного источника дневнего света С, Тца — 6500 °К)	СЗС17 ПС5 ПС14	6,95 7,4 6,6
§ 2]
АБСОРБЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
229
лампы ПРК-2 или ПРК-4 90, 95 и 99%. (Под чистотой выделения подразуме
вается световой поток данной длины волны, отнесенный ко всему потоку,
Рис. 9 17 Спектральные кривые пропускания фильтра, приводящего чувствительность селенового фотоэлемента к [чувствительности глаза.
пропущенному фильтром.)
В табл. 9.3 приведены комбинации цветных стекол, преобразующих распределение энергии излучения ламп накаливания с температурой 2854 °К (источник А) в излучение стандартных источников дневного света В (с цветовой температурой 4800 °К) и С (с цветовой температурой 6500 °К).
Комбинированный светофильтр, состоящий из фильтров ЗС8 толщиной 1,9 мм и ЖЗС18 толщиной 2,1 мм, используется для приведения спектральной кривой чувствительности селенового фотоэлемента к спектральной чувствительности глаза. Фотоэлемент с таким фильтром (искусственный глаз) дает отсчет, пропорциональный видности.
Спектральные кривые пропускания заданного (штриховая линия) и составленного из стекол ЗС8 и ЖЗС18 светофильтров приведены па рис. 9.17.
Одной из разновидностей комбинированных фильтров являются скрещенные фильтры, широко применяемые при исследовании фотостимулиро-
ванных свечений (различные типы рассеяния, люминесценции и т. д.). Пер-
вый из этих фильтров пропускает возбуждающее свечение, но задерживает
излучение возбуждающего источника в той области спектра, где расположены исследуемые линии или полосы рассеяния или люминесценции. Этот
фильтр устанавливается между источником возбуждения и образцом. Второй фильтр, устанавливаемый между образцом и приемником излучения, дол-
Рис. 9.18. Кювета переменкой толщины для жидкостного светофильтра.
жен полностью задерживать возбуждающее излучение при минимальном ослаблении исследуемой части спектра.
В качестве скрещенных фильтров можно применять, например, комбинации из стекол УФС и ЖС (см. рис. 9.2 и 9.8).
Жидкостные светофильтры. Жидкостные светофильтры гораздо менее удобны для практического применения, чем стеклянные. По этой причине они в настоящее время применяются редко.
Осповные неудобства использования жидкостных фильтров связаны с пеобходимостью применения кювет. Кроме того, при нагревании излучением они становятся до некоторой степени
оптически неоднородными из-за конвекции.
Цепное свойство жидкостного фильтра — возможность плавного изменения толщины поглощающего слоя. На рис. 9.18 представлена схема такой
кюветы, у которой часть окрашенного раствора при уменьшении толщины выходит в специальный резервуар.
Интересно заметить, что если фильтр имеет две далеко отстоящие поло-
сы поглощения со значительно отличающимися коэффициентами поглощения, то цвет фильтра существенно меняется при изменении его толщины. Действи-
230
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл IX
тельно, в тонких слоях цвет определяется только сильной полосой. При увеличении толщины цвет зависит как от сильной, так и от слабой полос. Характерным примером этого явления служат растворы четырехвалентных солей урана и некоторых органических красителей.
Иногда жидкостными фильтрами пользуются потому, что кювете со светофильтрующим раствором легко придать нужную форму. В качестве примера на рис. 9.19 представлен сосуд для рассеивающего вещества с наружной рубашкой для жидкостного светофильтра. Светофильтрующая жидкость иногда одновременно служит для охлаждения источника света.
Рис 9 19. Сосуд для рассеивающего вещества с наружной рубашкой для жидкостного светофильтра.
Рис. 9 20. Пропускание 2,5%-ного раствора CuCl, 1Л--. 2 см (2) и воды I = 1 С.М (I)
' В ряде случаев жидкостные светофильтры дают большие возможности для получения спектральных кривых пропускания нужной формы, чем стеклянные. Так, обычно стеклянные фильтры, срезающие длинноволновую область спектра, имеют дополнительную полосу пропускания в красной области.
Для срезания красной и ближней инфракрасной частей спектра кроме стекол СЗС можно использовать раствор хлористой меди или медного купороса. Кривая пропускания 2,5%-ного СпС12 при толщине слоя 2 см приведена на рис. 9.20.
Рис. 9.21. Пропускание растворов хлорис-того никеля и сернокислого магния
Гис. 9 22. Пропускание растворов NiSO4 7ПгО(/> и Ni(CtII8O2)a (2)
На рис. 9.20—9.20 приведены кривые пропускания некоторых наиболее употребляемых жидкостей, применяемых в спектроскопии в качестве светофильтров [9.2—9.4[.
§ 2]
АБСОРБЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
231
Более подробные сведения о спектрах поглощения большого количества красителей, главным образом органических, можно найти в литературе
[9.2, 9.3, 9.5, 9.6].
Рис 9 23. Пропускание растворов CrSO4 (1), CrK(SO4)2 (2) и CoCi (3).
Рис. 9 24. Пропускание жидкостных фильтров CuS04 5Н2О, 57 г/л Н2О, I — 10 мм', К2СгО4, 135 .иг/л НаО, /= 10 мм, НХО3, 0.3-н. р., I -= 10 мм, NiSO4 7Н2О, 492 г/л HtO, I = 20 лмг, CoSO4.71I2O, 141 г/л LI20, I = 20 мм, CS2, 7 г/л Н2О, I = 10 jut.
Рис 9 25 Спектральные кривые пропускания жидкостных фильтров в области от 500 до 1400 нм Концентрация CuSO4
ЗН20.57 г/л, I — 10 мм. Фильтр ТЗекштрема состоит из раствора NiSO4 7Н2О(492 г) и CoSO4• 7Н2О (141 г) в литре воды, I = 20 мм.
Предложенный Вудом [9.71 жидкостный фильтр из водного раствора питрозодиметиланилина (0,01 % вес) имеет при толщине 5 мм полосу пропускания 2400—3500 А и непрозрачен в более длинноволновой области до 5000 А.
232
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл IX
Для выделения резонансных линий некоторых щелочных металлов и таллия рекомендуются жидкостные фильтры из двух кювет толщиной 1 см, поставленных одна за другой (табл. 9.4).
На рис. 9.27 схематически изображены области пропускания различных жидкостей в ближнем ультрафиолете, расположенные в порядке уменьшения
длины волны коротковолновой границы пропускания [9.8].
Газовые абсорбционные светофильтры. Кюветы с газами и парами металлов
Рис. 9 27 Пропускание разных жидкостей по [9.8]: 1 — сероуглерод, 2 — бензиловый спирт, з—пиридин, 4 — ацетон, 5 — тералин, в — этилметилкетон. 7 — амиловый спирт, 8 — бензин, 9—этилацетат, 10 — н-бу-тиловый спирт, 11 — бензойный этил, 12 — петролят, 13 — лигроин, 14 -- ксилеп, 15 — толуен, 16 — бензол, 17 — бутилацетат, 15 — этилпропиоиат, 19 — четыреххлористый углерод, 20 — этилформиат, 21 — этилацетат, 22 — муравьиная кислота. 23 — амилацетат, 24 — уксусная кислота, 25 — изопропиловый спирт, 26 — хлороформ, 27 — глицероль, 28 — серный эфир, 29 — метиловый спирт, 30 — этиловый спирт.
Рис 9.26. Кривые пропускания фильтров, применяемых в спектроскопии комбинационного рассеяния света: 1 — NaNO3, 60 г/л, 1 = — 1 сл4, 2 — родамин 5GDN extra, 0,075 г на литр спирта, I = 5 л<л1, 3 — (1 + 2) пропускает 59% линии Hgl 4358 А; 4 — K3Fe(CN)e, 0,001-н. р., слой в 1 см пропускает 22% от 4358 А; 5 — K3Fe(CN)e, 0,003-н. р., слой в 1 см. пропускает 1% от 4358 А.
часто оказываются незаменимыми из-за чрезвычайной избирательности их спектров поглощения. Спектральные кривые пропускания для некоторых газов даны на рис. 9.28.
Широко известно применение для выделения ультрафиолетовой области спектра^ кварцевой кюветы с насыщенными парами брома при комнатной температуре (толщина несколько сантиметров). Такая кювета практически непрозрачна в области 4000—6000 А. Добавление в эту кювету хлора при давлении 1—2 атмосферы приводит к тому, что она становится непрозрачной в области от 2900 А до ближней инфракрасной части спектра.
Воздух является естественным газовым фильтром, действующим во всех спектроскопических исследованиях, проводимых с невакуумной аппаратурой. Воздух непрозрачен для области спектра с длиной волны короче 1800 А благодаря, главным образом, поглощению кислорода (азот прозрачен до 1450 А).
Следует упомянуть полосы поглощения воздуха в ближней инфракрасной области вблизи резонансной линии калия, особенно сильные в спектрах
§ 2]
АБСОРБЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
233
Таблица 9.4
Состав и пропускание комбинированных жидкостных фильтров для выделения линий Na, К, Li и Т1 [9.9]
Линия, А	Раствор	%
Na 5890-96	1) 50%-нып Na2Cr2O7-2II2O 2) 5%-пый СиС12-2Н2О в 8-п. НС1	42
К 7065—99	1) 2%-ный К2Сг2О7 2) 0,02%-пый раствор анилиновой сипи в этиловом спирте	98
Li 6708	1) 0,2%-пый родамин С 2) 1%-пый СиС12-2Н2О в 8-п НС1	35
Т1 5350	1) 0,5%-иый К2Сг2О7 2) Cu(NO3)2 (100 г соли па 100 мл раствора)	22
небеспых объектов, при фотографировании которых свет проходит очень большую толщину атмосферного воздуха (фраунгоферова линия А).
Кюветы с парами легколетучих металлов (Hg, Cs, К, Na, Т1 и т. д.) применяются для исключения из исследуемого спектра резонансных линий этих металлов, что приходится делать, например, при возбуждении фото-
люминесценции резонансными линиями для щей линии. Аналогичная ситуация часто возникает при оптической накачке, исследовании комбинационного рассеяния и т. д.
Помещая поглощающую ячейку с парами в магнитное поле, можно в некоторых пределах управлять ее спектром поглощения, смещая зеемановские компоненты. При этом, помимо изменения структуры линии поглощения, появляется также избирательность по отношению к тем или иным состояниям поляризации света. Описанное устройство носит название фильтра Мрозовского. Таким фильтром, в частности, пользуются также для поглощения крыльев линии с целью ее сужения.
Кювета с парами одного из изотопов при неперекрывающейся изотопической
Рис. 9.28. Спектральное пропускание некоторых газов и смесей газов при давлении 1 ат и температуре 20° С (в скобках указана толщина слоя, см)..
структуре может подавить резонансное излучение этого изотопа, лишь в незначительной степени ослабив излучение других.
Молекулярные спектры также используются для сужения контура линий испускания. Если атомная линия лежит в промежутке между двумя теснорасположенными линиями ротационной структуры молекулы иода, то крылья такой линии будут в значительной мере ослаблены после пропускания света
через поглощающую кювету с парами иода, помещенную в магнитное поле. Изменением напряженности поля можно управлять шириной промежутка
234
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. J X
между зеемановскими компонентами линий поглощения молекулы, изменяя
тем самым ширину линии излучения, пропущенного через такой фильтр.
Полупроводниковые фильтры. Для оптических свойств полупроводников наиболее типично существование резкого края поглощения Хо. Полупроводник непрозрачен для излучения с длиной волны, мепьшей и прозрачен для более длинноволнового излучения. Положение края поглощения
'Определяется зонной структурой полупроводника и соответствует энергии перехода из валентной зоны в зону проводимости. Естественно, что заполне-
ние уровней валентной зоны определяется температурой, поэтому положение края поглощения также сильно от нее зависит.
Таким образом, полупроводники являются прекрасными светофильтрами, резко ограничивающими спектр с коротковолновой
Рис 9.30. Спектральное пропускание аморфного селена толщиной 2,06 (J) и 5,62 мм (2).
Рис. 9.29. Спектральное пропускание кристаллов сульфида кадмия.
стороны. Лишь у немногих полупроводников край поглощения лежит в видимой части спектра. Большинство полупроводников прозрачно лишь в инфра
красной области.
На рис. 9.29—9.31 представлены спектры пропускания некоторых полу-
проводниковых материалов,
Рис 9 31 Коэффициент поглощения селенида кадмия д ш обыкновенного (7) и необыкновенного (2) лучей
использующихся как светофильтры в видимой и ближней инфракрасной частях спектра [9.10, 9.11].
Стеклянные фильтры типа ЖС, ОС, КС также обязаны своими свойствами присутствию мельчайших полупроводниковых кристалликов CdS—CdSe. Положение края полосы поглощения этих стекол определяется относительным содержанием серы и селена в смешанных кристаллах.
Желатиновые и другие органические светофильтры. Светофильтры из желатино
вых и других органических окрашенных пле
нок применяются теперь сравнительно редко, между тем еще не так давно они были наиболее употребительны. К недостаткам органических светофильтров относятся: малая механическая прочность, низкая термическая устойчивость и сравнительно быстрое и необратимое выцветание. Достоинства желатиновых светофильтров — простота изготовления и чрезвычайное разнообразие спектров поглощения. Большинство органических красителей легко вводятся в желатин и хорошо с ним смешиваются, в то время как в стекла
« 2]
АБСОРБЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
235
могут быть введены лишь некоторые и только неорганические окрашивающие
вещества.
Подробное описание способов приготовления желатиновых светофильтров и окрашенных органических пленок, рецептуру и спектры поглощения можно найти в руководствах [9.2, 9.3, 9.5, 9.6].
Изменение свойств абсорбционных фильтров под действием нагревания и облучения. Спектральные характеристики абсорбционных фильтров изменяются под действием нагревания и облучения. Это всегда следует иметь
в виду и учитывать при их использовании.
Если нагрев не слишком велик, то температурные изменения обычно
обратимы. Особенно существенны
Рис. 9.32. Изменения оптической плотности стеклянных светофильтров при нагревании 2—20° С.	2—100° С,
3—300° С, 4 -400° С.
эти изменения в областях спектра, где оптическая плотность фильтра быстро меняется с длиной волны.
Для примера па рис. 9.32 приведены спектры поглощения стекла КС 19
Рис 9 .43 Увеличение оптической плотности светофильтров УФС-1 толщиной 3 мм для X — 250 нм в зависимости от времени облучения лампами ПРН-2 и СВД-120А. Расстояние от лампы до фильтра около 20 см
яри разных температурах [9.1]. Особенно существенны сдвиги краев поглощения у сульфоселенидо-кадмиевых стекол ЖС, ОС, КС (1—1.5 А!град).
Не менее важно воздействие на светофильтры ультрафиолетового облучения. Особенно сильно изменяются спектры поглощения некоторых стекол, предназначенных для выделения ультрафиолетовой области спектра. Па рис. 9.33 приведены кривые изменения оптической плотности стекол УФС-1 при воздействии излучения [9.1]. Для практически полного восстановления  свойств стекол можно рекомендовать термообработку, режим которой приведен в табл. 9.5,
Таблица 9.5
Режим термообработки стекол [9.1]
Марка стекла	Скорость подъема температуры, °C	*шах’ °C	Выдержка, ч	Скорость снижения температуры, °С/ч
УФС-1, УФС-5	30—40	450	5-10	15—20
УФС-2	25-35	400	2-5	15-20
УФС-6	30—50	300	2-5	15—20
236
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX
Сетки. По своим свойствам примыкают к абсорбционным фильтрам сетки, используемые иногда как песелективные ослабители. Если ячейки такой сетки не очень мелки и сетка хорошо зачернена, то она может служить в качестве нейтрального ослабителя. Разумеется, сетку нужно располагать так, чтобы она не отображалась в поле зрения. Лучше всего ее помещать в параллельном пучке лучей.
В отличие от абсорбционных фильтров, пропускание сеток не аддитивно. Общее пропускание двух сеток сильно зависит от их взаимного расположения.
Можно добиться интегральной во времени аддитивности пропускания сеток, заставив их колебаться или вращаться друг относительно друга. Однако все эти способы не очень надежны.
Для сеток из толстой проволоки, толщина которой сравнима с размерами отверстий, пропускание зависит также от угла падения лучей на сетку. Па этим причинам пропускание сетки лучше всего определять в тех конкретных условиях, в которых она работает.
§ 3. Отражающие фильтры
Металлические пленки. Для приготовления нейтральных и селективных светофильтров используются металлические пленки. Тонкие металлические слои наносят на кварцевую подложку испарением в высоком вакууме-или катодным распылением.
В отличие от абсорбционных фильтров, фильтры из металлических пленок ослабляют проходящий свет, главным образом, в результате отражения от поверхности. Собственно поглощение в пленке обычно сравнительно мало. Благодаря этому такие фильтры нагреваются излучением меньше, чем абсорбционные. Пропускание последовательно расположенных параллельных металлических пленок больше, чем пропускание двух абсорбционных фильтров эквивалентной оптической плотности.
Разумеется, зная коэффициенты отражения и поглощения металлических пленок, можно вычислить и суммарное пропускание двух пленок, т. е. учесть, влияние многократно отраженного света. Однако такие расчеты трудны.
Интерференция многократно отраженных между пленками лучей может также влиять на их суммарное пропускание, которое в этом случае сильна зависит и от угла наблюдения.
Для получения нейтральных металлических слоев обычно используют платину, палладий или родий, реже — алюминий.
Кривые пропускания некоторых топких металлических пленок были показаны на рис. 9.1.
Тонкие металлические пленки серебра и щелочных металлов могут служить для выделения разных участков в ультрафиолетовой области спектра.
В табл. 9.6 приведены области прозрачности соответствующих фильтров-
Таблица 9.6
Области прозрачности тонких слоев металлов
Металл	Область прозрачности, А	Металл	Область прозрачности, А
Cs	4400—1860	Li	около 2050
Rb	3600—1860	Ag	3400—3100
К	3150—1700	Au '	4500—5300
Na	2100—1250		
§ 3]
отражающие фильтры
237
Для изготовления таких фильтров пары щелочных металлов осаждают
на охлаждаемую жидким воздухом внутреннюю стенку эвакуированного сосуда, добиваясь того, чтобы слои были практически непрозрачны в видимой области спектра.
Пленки Rb и Cs устойчивы только при пониженных температурах (жидкий воздух). Пленки К, Li и Na устойчивы и при комнатной темпера-
туре.
Металлические пленки, как правило, изменяют пропускание под действием атмосферного воздуха. Так, прозрачность свежеизготовленной алюминиевой пленки очень быстро увеличивается вследствие образования на ее поверхности слоя А12О3. В дальнейшем пропускание пленки меняется
очень медленно.
Серебряная пленка с течением времени также меняет свои оптические свойства. По-видимому, наиболее прочны в этом отношении пленки из платины, но при длительном хранении и их параметры могут измениться. Пленки
из щелочных металлов, разумеется, не должны соприкасаться с воздухом, который мгновенно их разрушает.
Как правило, все металлические пленки герметически .заделываются между стеклянными или кварцевыми пластинками. Иногда на них наносят защитные покрытия.
Подробные сведения об оптических свойствах металлических пленрк можно найти в [9.12].
Многослойные диэлектрические зеркала. Селективные отражающие светофильтры могут быть получены нанесе
Рис 9 34. Спектральная зависимость отражательной способности широкополосного де-вятислойного покрытия ZnS (П = 2,3) -г криолит (п = 1,4) па стекле.
нием на прозрачную подложку чере-
дующихся тонких слоев с высоким и низким показателем преломления. Оптическая толщина каждого слоя Х/4. Отра-
женные от границ раздела лучи синфаз-
ны *), чем и достигается высокий коэффициент отражения таких зеркал для соответствующей длины волны излучения. Комбинируя слои различ-
ной толщины, можно в более или менее широких пределах синтезировать спектральные кривые отражения (а следовательно, и пропускания) таких зеркал (рис. 9.34) [9.12].
В настоящее время технология изготовления диэлектрических зеркал разработана достаточно хорошо. В качестве материала для пленок применяется криолит, MgF2, Si02 с п -= 1,3—1,4, РЬС12, TiO2, ZnS с п — 2,2— —2,3. Слои получаются последовательным испарением в вакууме веществ с низким и высоким показателем преломления. Испарение ведется из вольфрамовых лодочек, нагреваемых электропечами. Процесс контролируется по величине коэффициента отражения или пропускания слоев.
Существует способ получения диэлектрических слоев нанесением на вращающуюся подложку раствора соответствующей соли с последующим высушиванием. Такая технология более проста, но получаются слои со значительно худшими оптическими свойствами, чем при вакуумном испарении. В то же время последние менее прочны.
*) Следует учесть скачок фазы л ври отражении от среды с более высоким показателем преломления.
238
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX
§ 4. Интерференционные фильтры
Интерференционные фильтры получили за последние 20 лет широкое распространение. Простейший интерференционный светофильтр представляет собой интерферометр Фабри — Перо (см. гл. VI) с. очепь малым промежутком между зеркалами (порядка длины волпы). По мере уменьшения этого расстояния увеличивается постоянная интерферометра. Полосы пропускания интерферометра раздвигаются по спектру и уширяются. При этом контраст, относительная ширина и пропускание в максимумах полос остаются неизменными, поскольку они зависят только от свойств зеркальных покрытий. Последние могут быть как металлическими, так и многослойными диэлектрическими.
Если оптическая толщина интерферометра равна А, то он имеет ряд полос пропускания, длины волн максимумов которых равны
« 2Д . 2Д . 2Д .	2Д
Атах 1 • - 1 , Атах 2 — ~» Атах з — —у , . . . , Ащах п —	•
Фильтр, предназначенный для выделения первой, наиболее длинноволновой полосы пропускания, называется фильтром первого порядка.
Оп имеет оптическую толщину А — Х/2 и нуждается в подавлении лишь коротковолновых максимумов пропускания с длинами волн
Aiax 2 ~ А./2, Хтах 3 ~ и Т. Д-
Обычно это легко осуществляется либо специальными абсорбционными фильтрами, либо поглощением материала подложки самого фильтра.
Так, стеклянный фильтр первого порядка, рассчитанный на длину волпы короче 6000 А, не нуждается в специальном поглощении коротковолновых максимумов, так как все они имеют длину волны меньше 3000 А и поглощаются стеклом.
Фильтр второго порядка имеет оптическую толщину А — % и нуждается в подавлении одной полосы пропускания с длинноволновой стороны (^лпах 1 == 2%) И коротковолновых ПОЛОС (XmaX3 — 2%/3, %таХ4 2Х/4 И T. Д.).
Фильтр третьего порядка имеет толщину А -- ЗХ/2 и т. д.
Па рис. 9.35 приведено положение в спектре полос пропускания для фильтров различных порядков (Р) и соответствующие им оптические толщины. Для фильтров порядка выше третьего уже могут возникнуть трудности при подавлении длинноволновых полос пропускания, особенно если рабочая длина волны фильтра лежит в коротковолновой области. Коротковолновые полосы легко подавляются абсорбционными фильтрами (см. например, рис. 9.8, 9.11).
Низкие порядки интерференции обусловливают сравнительно большую ширину полос пропускания.
На рис. 9.36 [9.12] показана форма полос пропускания фильтров первого порядка, полученная теоретически (без учета поглощения) (а) и для реальных
пускания интерференционного фильтра от его толщины для фильтров разных порядков [9 12].
§ 4]
ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
239
серебряных слоев (б). Уменьшение пропускания в максимуме для слоев с высоким коэффициентом отражения обусловлено увеличением поглощения в слое.
Ширина спектрального интервала, па границах которого пропускание фильтра уменьшается в 10 раз, составляет 3 полуширины и равна для хороших фильтров с серебряными зеркалами 100—300 А. Значительно уже полосы пропускания у фильтров с интерференционными зеркалами. В этом случае полуширины для фильтров второго порядка достигают 15—20 А при достаточно высоком пропускании в максимуме. Характерной особенностью интерференционных фильтров являются далеко простирающиеся крылья, создающие общий довольно сильный фон (рис. 9.36).
Интегральное пропускание интерференционного фильтра в пределах полосы пропускания (3 полуширины) составляет лишь около 80% от полного' интегрального пропускания независимо от свойств покрытий. Остальные
Рис 9 39 Форма полосы пропускания интерференционного фильтра: а) теоретическая без учета поглощения, б) для реальных фильтров с серебряными слоями, Л — коэффициент отражения покрытия-
20% приходятся на фон. С этим необходимо считаться при выделении с помощью интерференционных фильтров участков сплошного или мпоголиней-чатого спектра.
Составляя аналогично сложным эталонам Фабри — Перо мультиплексные фильтры, можно значительно увеличить фильтрующую способность, хотя и при существенно меньшем пропускании. При этом ширина полосы в основном определяется фильтром высокого порядка, а устранение добавочных максимумов достигается фильтром низкого порядка. Часто такие сложные фильтры изготовляют на одной подложке, комбинируя отражающие и промежуточные слои.
В настоящее время промышленно изготовленные интерференционные фильтры имеют полуширипу полос до нескольких ангстрем при пропускании в максимуме в десятки процентов. Фильтры изготовляются для областей спектра от ближнего ультрафиолета до инфракрасной области.
Как следует из уравнения (6.31), положение в спектре полосы пропускания зависит от угла падения света на интерференционный фильтр.
Этим пользуются для небольшого (несколько полуширин) смещения полосы пропускания фильтра в коротковолновую сторону. Однако следует иметь в виду, что при этом растет полуширина полос, а при больших наклонах полосы расщепляются вследствие различия в фазовых сдвигах при отражении компонент, поляризованных в плоскости падения и нормально к ней (рис. 9.37) [9.12] В некоторых случаях это оказывается полезным, так как позволяет получить монохроматическое линейно поляризованное излучение.
Зависимость положения максимума полосы пропускания от угла падения ограничивает угловую апертуру фильтруемых световых пучков, которая1
240
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл IX
не должна превышать	___
2<p=2nj/ 2-^-,
(0.5)
где п — показатель преломления прослойки, дА/А — допустимое относительное смещение максимума пропускания. Для X — 5000 А и п - = 1,5 допустимая угловая апертура пучка 4°, если несуще-
Рис. 9.37. Зависимость положения максимума полосы пропускания для s- и p-компонент светового
ственно смещение полосы пропускания на 1 А.
Таким - образом, требования к точности установки интерференционного фильтра и к коллимации пучка не очень жестки.
Отражательные интерференционные фильтры. Очевидно, что спектр излучения, отраженного фильтром, приблизительно дополнителен к спектру проходящего излучения. В ряде спектроскопических задач создание как бы искусственной линии поглощения может оказаться полезным,— например, для ослабления излучения линии, используемой для оптической накачки, возбуждения комбинационного рассеяния или фотолюминесценции.
Интерференционный фильтр с использованием полного внутреннего отражения. Известно, что при полном внутреннем отражении происходит частичное проникновение световой
волны во вторую (менее плотную) среду. Если
пучка от угла его падения на светофильтр (& — угол преломления в веществе, образующем разделительную прослойку фильтра)
эта среда представляет собой тонкую (толщиной несколько длин волн) прослойку между
средами с высоким показателем преломления, то она может играть роль светоделительного по-крытия, коэффициент отражения и пропускания которого зависит от толщины (рис. 9.38) [9.12].
Такая прослойка практически не поглощает света, что значительно увели-
чивает пропускание построенных с ее помощью интерференционных фильтров.
Рис. 9 38. Зависимость прозрачности и отражательной способности слоя в условиях полного внутреннего отражения от толщины слоя (порядка интерференции в слое) для з- и p-компонент (щ = 1,38, п2 = 1,72, <р= 60°) (см. рис. 9 39).
Рис. 9.39. Интерференционный фильтр с использованием полного внутреннего отражения
Фильтры такого типа делаются, например, из стекла и хлористого натрия (рис. 9.39), их недостатком является расщепление полосы пропускания
§ М
ДИСПЕРСИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
241
на дне компоненты, сдвинутые по спектру, как и для любого интерференционного фильтра при наклонном падении света (см. рис. 9.37). Фильтры такого типа, построенные для видимой части спектра, имеют пропускание в максимуме, доходящее до 90% при полуширине полосы пропускания 50—70 А.
Предложены методы, устраняющие дублетную структуру полос пропускания фильтров с полным внутренним отражением. Ото достигается либо введением добавочных слоев, уравнивающих фазовый сдвиг для я- и р-компопент, либо компенсацией этого сдвига, для чего промежуточный слой делают из двупреломлягощей пленки. Широкого распространения такие фильтры пока не получили.
§ 5. Дисперсионные фильтры
Описываемые в настоящем параграфе фильтры основаны па дисперсии света — зависимости показателя преломления от длины волны. Известны
по крайней мере два типа таких фильтров — Христиансона и Брумберга.
Фильтр Христиапсена. Такой фильтр состоит из кюветы, наполненной порошком из прозрачного материала. В кювету заливается жидкость, подо-
бранная так, чтобы для определенной длины волны показатели преломления
жидкости и порошка совпадали (рис. 9.40). Тогда кювета оптически однородна для лучей света этой длины волны, но рассеивает излучение других длин волн, лежащих по обе стороны от заданной.
Для успешного выделения узкой полосы необходимо, чтобы паклопы кривых дисперсии жидкости и порошка отличались как можно больше. Угловая расходимость фильтруемого пучка света должна быть небольшой, так как иначе на приемник попадает рассеянное фильтром излучение других длин волн, создавая значительный фон.
Фильтры Христиансона могут изменять длину волны максимума пропускания. Обычно это достигается изменением показателя преломления жидкости — либо добавлением другой компоненты, либо изменением температуры.
Рис. 9 40. Кривые дисперсий компонент фи 1ьтра Христиансепа: 1 — 1и%-пт>1й ссроукн'род в бензине, 2 — боросиликатное стекло.
Температурный сдвиг максимума пропускания может достигать десятков ангстрем на градус. Поэтому фильтры необходимо термостатировать. Фильтры Христиансепа могут применяться в ультрафиолетовой, видимой
и инфракрасной частях спектра.
В табл. 9.7 дано несколько рецептов фильтров Христиансепа.
Таблица 9.7
Составы, используемые для изготовления фильтров Христиансепа
Порошок	Жидкость	Выделяемая облает!» спектра
Кварц Увиолевос стекло Флюорит Крон Крон	Бензол + спирт Ксилол Глицерин + вода Бензойный метил Бензин -|- сероуглерод	Ближний ультрафиолет и видимая область Блпжпий ультрафиолет Ультрафиолет и видимая область Видимая область Видимая область
16 д. Н. Зайдель и др.
242
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. IX.
На рис. 9.41 приведены кривые пропускания кварцевого фильтра на смеси бензола со спиртом при разных температурах [9.13]. Крайние кривые соответствуют изменению температуры на 30 °C.
Рис. 9.41. Смещение полосы пропускания фильтра Христиансона при изменении температуры
Светофильтр Брумберга. Этот фильтр состоит из призмы с коэффициентом преломления щ, склеенной из двух частей, разделенных прослойкой из вещества с меньшим показателем преломления п2 (папример, кварц и парафиновое масло) (рис. 9.42).
Угол падения подбирается так, чтобы свет с длиной волны испытывал полное внутреннее отражение на границе раздела. Этого можно достичь только в том случае, если выполняется условие
dn\ I dn2 -dK I dt. Ln2
(9.6)
Таким образом, фильтр Брумберга действует как коротковолновый фильтр, задерживая излучение с длиной волпы больше предельной. Недо-
статком фильтра такого типа является его весьма малая апертура и необходимость строгого термостатирования.
Можно построить жидкостный фильтр такого же типа с твердой границей раздела. В кювету такой же формы, как призма на рис. 9.42, вводится тонкая кварцевая пластинка. Кювета наполняется жидкостью с большим, чему кварца, показателем преломления (бензол, толуол, сероуглерод и т. д.). Изменением наклона пластинки можно менять
граничную длину волпы такого фильтра.
Резкость границы пропускания фильтра Брумберга может быть очень-высокой. Пропускание может возрастать от нуля до максимального, близ
кого к единице, на участке спектра в несколько десятков ангстрем.
§ 6. Интерференционно-поляризационные фильтры [9.12, 9.141
Действие интерференционно-поляризационных фильтров основано па интерференции поляризованных лучей света. Они позволяют получать очень узкие полосы пропускания, ширина которых доходит до долей ангстрема при практически полном отсутствии фона. Апертура этих фильтров достаточна для монохроматического фотографирования объектов с угловыми размерами от долей градуса до нескольких градусов (в зависимости от конструкции фильтра и ширины полосы пропускания). Это обычно достаточно для исследования солнца, планет и других подобных объектов. Полоса пропускания интерференционно-поляризационных фильтров может в некоторых пределах перемещаться по спектру.
§ в]
ИНТЕРФЕРЕНЦИОННО-ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
243
Рис 9 АЗ. Интерференционно-поляризационный фильтр Иуда: А и В — поляризаторы, С—кристаллическая пластинка.
Несмотря на все эти исключительные качества, интерференционнополяризационные фильтры применяются редко и, главным образом, в астрофизической практике. Причина заключается в сложности таких фильтров, являющихся весьма дорогими оптическими приборами, требующими квалифицированного ухода и настройки. Интерференционно-поляризационные фильтры, насколько нам известно, серийно промышленностью не выпускаются. Каждый из известных фильтров рассчитывался и изготовлялся специально.
Фильтр Вуда. Впервые интерференциопно-поляризациоппый фильтр был предложен Вудом в 1904 г. [9.7] и применен им для выделения одной из компонент желтого дублета натрия. Этот прибор состоит из пластинки одноосного кристалла С, вырезанной параллельно оптической оси, помещенной между двумя поляризаторами А и В (рис. 9.43). Оси поляризаторов обычно устанавливаются параллельно, а ось кристаллической пластинки составляет с ними угол 45°.
Поляризованный пучок света в пластинке С. расщепляется па два одинаково направленных, равных по интенсивности и поляризованных во взаимно перпендикулярных направлениях пучка света. Эти пучки распространяются в кристалле с разными скоростями vQ = с/па и ;;е = с!пР, где п0
и и,. — показатели преломления для обыкновенного и необыкновенного лучей. Результат интерференции этих лучей по выходе из пластинки определяется приобретенной ими разностью хода (рис. 9.44). Если разность хода Д = I (пе — п0) равна целому числу длин волн, то на выходе мы получаем
/бЮШдОб?/
0 Х/8	Л/4	Ы/8 Х/2 5Х/8 ЗХ/4 7Х/8 А
Рис 9.А4. Результат интерференции лучей, поляризованных но взаимно перпендикулярных направлениях, в зависимости от разности хода между ними
плоско поляризованный свет с первоначальной ориентацией плоскости поля-ризации. Этот свет беспрепятственно проходит через второй поляризатор. Если разность хода равна нечетному числу полуволн, то плоскость колебаний повернется па 90°. В этом случае свет будет полностью задержан вторым поляризатором.
Нетрудно показать, что пропускание системы будет зависеть от длины волны следующим образом:
Т = cos2 л (”р~';п)г .	(9.7)
Разумеется, эта формула не учитывает потерь на отражепие и поглощение свота элементами, составляющими фильтр, а также потерь в первом поляризаторе, составляющих для естественного света 50%. Последние равны нулю для плоско поляризованного света с соответствующей ориентацией плоскости поляризации.
В соответствии с (9.7) пропускание интерференционно-поляризационного фильтра имеет ряд максимумов (71 = 1) для длин волп
^max ~ "fa I (^е По)	(9.8}
16*
244
СВЕТОФИЛЬТРЫ
[Гл. JX
и минимумов (Т = 0) для длин волн
^min ’ ” 2/с * I- 1 ^Пр	(9-9)
Поэтому такой фильтр может служить лишь для гашения отдельных спектральных линий и пропускания других. Обычно его используют для выделения одной из двух близко расположенных линий.
Спектральный интервал между соседними максимумом и минимумом пропускания фильтра, определяющий полуширину полосы пропускания, легко найти из формул (9.8) и (9.9). Он равен
АЫХта1-Хт1п	(9Л°)
Пренебрегая единицей по сравнению с 2к, имеем
АА «	7Т •
2 (п,,— п„) I
(9.11)
Расстояние между соседними максимумами соответственно в два раза больше.
Пользуясь (9.11), .можно рассчитать толщину фильтра, необходимого для подавления одной из двух близких линий, разделенных интервалом АХ. Например, такой фильтр для подавления одной из компонент резонансного дублета натрия (5889,95; 5895,92 А), сделанный из кварцевой пластинки 1(пе—тг0)л ~ 0,009111, имеет толщину 32 мм. Тот же фильтр и.з кальцита [(пе—nQ)D -- 0,1719] имеет толщину примерно в 18,9 раза меныпую, т. е. 1,7 мм.
Иптерференционпо-поляризациоппый- фильтр для изотопного анализа водорода по линиям 1Та—Da (Xj 6562,846 A, л2 - 6561.063 А, ДА — = 1,783 А) делается из кальцитовой пластинки [(и,. — и0)н 0.1698] толщиной 7,11 мм [9.15].
Температурная зависимость длины волны максимума пропускания. Формула (9.8) позволяет определить температурный сдвиг максимума пропускания фильтра. Для этого необходимо найти полную производную по Т от
Табл ица 98
Температурное смещение полосы пропускания иптсрферепцпоппо-поляризацпопного фильтра
U4 ’
X, А	Кварц	Кадьцит	Л игидро-фосфат аммония (ADP)
5401		-0,31	
6500	—0,7	-0,4	—7
этого выражения, учитывая, что и толщина пластинки Z, и коэффициент двойного лучепреломления [I — н, —п0 зависят от температуры, а ц есть также и функция А. Дифференцируя (9.8), имеем
1 Др 1 dl
d't. и ОТ ' I dT /n a ~dT~ ’ ” ’"“I Г~фГ ‘ Ф-1
A p Д7.
Нетрудно видеть, что температурное смещение длины волпы не зависит от
толщины пластинки и определяется только свойствами материала, из которого она сделана	— коэффициент линейного расширения) .
Величина для некоторых двупрелоиляющпх кристаллов приведена в табл. 9.8. Из этих данных следует, что для всех этих материалов при повышении температуры Атах смещается в синюю сторону.
На за л ост. бы, это обстоятельство исключает возможность термооптической компенсации такого фильтра составлением пластинки из слоев двух
S 6]
ИНТЕРФЕРЕНЦИОННО-ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
245
Гис 9 45 Термооптически компенсированный интерференционно-поляризационный фильтр
веществ, дающих температурное смещение в противоположные стороны. Однако это пе так. Чтобы компенсировать температурные смещения, достаточно составить пластинку из слоев двух материалов, ориентированных «на вычитание», т. е. так, чтобы обыкновенный луч в первом слое становился необыкновенным во втором. Для этого нужно, чтобы оптические оси слоев были перпендикулярны. В этом случае (рис. 9.45) условие образования максимума пропускания будет иметь вид
кк — Zjpij — /2ц2.	(9.13)
Дифференцирование (9.13) приводит к dk ... следующему условию, при котором — U:
фц , Щ dl2
- йТ dT
/2 du, Hj dll ‘ дТ 1 /i ~dT
Для пары кальцит — АВР отношение
толщин слоев термооптически компенсированного фильтра должно равняться 4,27 (X — 5461 Л).
Полностью компенсируя температурные сдвиги, тонкая пластинка из ADP лишь незначительно (на 6%) уменьшает волновую разность хода к.
Пара кальцит — кварц в этом отношении менее благоприятна. Компенсация температурного сдвига наступает при /Квврц//Кальпит = При этом кварцевая пластинка в два с половиной раза уменьшает волновую разность хода, создаваемую пластинкой исландского шпата.
Апертура фильтра и требования к точности обработки Из основного уравнения (9.8) можно получить требования толщины пластинки
6/ __6Х I ~~ к ’
Обычно можно считать несущественными смещения 6Х,
1/5 полуширины полосы пропускания фильтра АХ (см. формулу (9.11)). Тогда
поверхностей.
к постоянству
(9.15)
меньшие, чем
Требуемая точность обработки оказывается, таким образом, независимой от толщины пластинки. В случае кальцита (ц= 0,17) опа равна 0,3 мкм, в случае кварца (ц — 0,01) « 6 мкм (для
средней части спектра).
Для наклонных лучей света изменяется не только толщина слоя, по и его двойное лучепреломление, причем по-разному, в зависимости от ориентации плоскости, в которой лежит наклонный луч света.
Кривые равной разности хода (изохроматы) представляют собой гиперболы (рис. 9.46). Наибольший дозволенный раствор светового пучка должен соответствовать центральной части этой картины. Обычно
Гис. 9.46 Изохроматы
оп составляет угол, пе превышающий 1°. Существует ряд приемов, позволяющих
увеличить апертуру фильтра, однако все они ведут к его существенному усложнению. В частности, по способу, предложенному Лио, пластинка разрезается на две половины, которые
246
СВЕТОФИЛЬТРЫ
I Гл. IX
взаимно разворачиваются на 90°. Между ними вводится полуволновая пластинка, поворачивающая плоскость поляризации также на 90°.
Если в первой половине пластинки разность хода растет с увеличением наклона, то во второй она уменьшается. Происходит частичная компенсация смещения максимума пропускания с наклоном. Таким путем достигают увеличения углового ноля зрения в несколько раз.
Фильтр Лио. Интерференционно-поляризационный фильтр Вуда имеет спектр пропускания в виде узких полос, разделенных промежутками такой же ширины.
Лио предложил монохроматический фильтр, состоящий из стопы фильтров Вуда с толщинами пластинок, увеличивающимися в геометрической прогрессии с показателем 2. При этом выходной поляризатор первого фильтра служит входным поляризатором второго и т. д.
Рис 9.47. Интерференционно-поляризационный фильтр Лио: а) структура фильтра из шести элементов, б) прозрачность отдельных элементов и всего фильтра в целом.
Ширина полосы пропускания фильтра Лио определяется толщиной наиболее толстой пластинки (формула (9.11)). Расстояние между полосами пропускания можно определить по той же формуле, по толщине I самой тонкой пластинки (рис. 9.47).
Пропускание фильтра Лио можно вычислить как произведение пропусканий соответствующих фильтров Вуда (формула (9.7)):
Т = Cos2^-cos2-^- . .. cos2 2пуцг = П cos2 .	(9.17)
k=i
Здесь п — число элементов, а I — толщина наиболее тонкой пластинки. Обычно толщину I выбирают равной (5 4- 30) %/ц. При этом нежелательные полосы пропускания могут быть отфильтрованы с помощью абсорбционных или интерференционных фильтров.
Пластипки низких порядков интерференции делают обычно из кварца, а пластинки высших порядков часто заменяют кальцитовыми, что позволяет делать их соответственно в 18—19 раз более топкими.
Интегральное пропускание фона у фильтра Лио составляет «11% от пропускания в пределах полосы. Это пропускание сосредоточено, главным образом, во вторичных максимумах. Практически паразитный фон достигает 13—14%.
6]
ИНТЕРФЕРЕНЦИОННО ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ФИЛЬТРЫ
247
Изменение длины волны пропускания. Универсальность фильтра Лио можно значительно повысить, если иметь возможность менять длину волны
полосы пропускания.
В пределах 10—20 А это можно делать изменением температуры фильтра. Очень небольшое изменение длины волпы максимума пропускания можно
получить также наклоном фильтра. Более радикальным решением задачи является ряд приемов, делающих фильтр управляемым в широких пределах.
Элементы фильтра делаются составными из двух клиньев, при смещении одного из них толщина пластинки плавно меняется (рис. 9.48). Наклоны клиньев
разных элементов и их толщины должны
г	м	Рис 9.48. Элементы фитьтпа Лио с пла-
МвПЯТЬСЯ В ГСОМбТрИЧбСКОИ ЫрогреССИИ С стипками, состоящими из двух клиньев* показателем. 2. Движения клиньев должны	“ £• “п °- к?истал"ическиеИкли-
быть строго синхронизованы. Рассогласо-	пообразные пластинки.
вание клиньев ведет к появлению сильного
фона, уменьшению пропускания в максимуме и уширению полосы пропускания.
В других конструкциях плавно меняется двойное лучепреломление элементов. Этого можно достигнуть, изготовляя пластинки или их части
из электрооптических кристаллов, способных менять коэффициент двойного лучепреломления под действием приложенного поля. Предложен также ряд способов управления полосой пропускания согласованным поворотом
Рис 9.49. Внешний вид интерференционнополяризационного фильтра с термоэлектронным регулятором.
Рис. 9 50. Кривая пропускания интерференционно-поляризационного фильтра (рис- 9.49), состоящего из 11 ступеней.
элементов фильтра друг относительно друга, что существенно усложняет конструкцию фильтра.
На рис. 9.49 представлен внешний вид интерференционно-поляризационного фильтра с терморегулятором [9.14]. Фильтр составлен из 11 ступеней. Последние три — широкоугольные с регулируемым положением максимума пропускания. Фильтр имеет полуширину полосы пропускания 0,3 А (рис. 9.50) и угловое поле 3°.
ГЛАВА X
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
Рассматривая роль источников света в экспериментальной спектроскопии, можно выделить три основных случая.
1.	Источник света как объект спектроскопического исследования. В этом случае экспериментатор не вправе или не в состоянии воздействовать на происходящие в источнике процессы. Здесь в большой степени используется преимущество оптических методов, заключающееся в их минимальном воздействии па исслодуемый процесс. К такого рода случаям следует отнести, например, диагностику плазмы, исследование космических объектов и т. д.
Детальному описанию спектроскопических методов изучения процессов, происходящих в источниках света, посвящены, например, монографии [10.1-10.5].
2.	Источник света может служить для получения информации о составе вещества ими о свойствах атомов и молекул. Таковы, например, случаи спектрального анализа, измерения вероятностей переходов по иптепсивностям излучения, изучение структуры энергетических уровней по строению спектральных линий, исследование магнитных и электрических свойств атомов по воздействию на их спектры внешних нолей. Во всех этих случаях спектроскопист активно вмешивается в работу источника света, выбирает тип источника и режим его работы с учетом всех тонкостей поставленной задачи. Рассмотрению связи свойств атомов и молекул с их спектрами посвящены книги [10.6, 10.7].
3.	Источник света может играть вспомогательную роль в спектроскопическом исследовании — например, для градуировки спектральной аппаратуры по длинам воли и энергетической чувствительности, для получения спектров поглощения исследуемого объекта и т. д. В этих случаях экспериментатору представляется наибольшая свобода в выборе и конструировании подходящих источников света.
В настоящей главе мы рассмотрим лишь некоторые свойства источников света, имея в виду, главным образом, их применение в качестве вспомогательных средств исследования.
Сведения об источниках света и их применениях в спектроскопии содержатся в книгах [2, 3, 13, 20, 22, 9.4, 9.16].
§ 1. Основные свойства
Источники излучения характеризуются в первую очередь спектральным распределением яркости и характером ее изменения во времени. Существенна также в ряде задач интегральная (по спектру) яркость источника, постоянство яркости по его поверхности и при наблюдении под разными углами, а также полный световой поток и поляризация излучения.
Источники называются посюяпными, если излучаемая ими мощность практически не зависит от времени. К такого рода источникам относятся, в частности, почти всо устройства, питаемые энергией постоянного тока
§ 1
ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА
249
(лампы накаливания, вольтовы дуги и т. и.). Очевидно, что такой источник кроме постоянного излучения содержит также и переменную его составляющую. Последняя связана, например, с колебаниями напряжения в питающей сети, блужданиями катодного пятна дуги, колебаниями состава пламени или потоками воздуха вблизи источника. Изменения яркости источника могут быть медленными, связанными, папример, с разрядом питающих аккумуляторов или потемнением окон разрядной трубки, и более или менее быстрыми. Возможные частоты колебаний яркости составляют от тысячных долей до многих тысяч и даже миллионов герц.
Отношение изменения яркости источника АТ? к величине этой яркости В характеризует стабильность источника. Для случайных колебаний яркости, очевидно, следует говорить о среднем квадратичном значении этой величины
(10.1)
Для идеально стабильного источника М — 0. В обычной спектроскопической практике удовлетворяются источниками, для которых случайные колебания яркости составляют несколько процентов (иногда даже более).
В
51	В
1	2
Рис. 10 1. Зависимость яркости от времени: 1 —лампы постоянного тока, излучение которой модулировано вращающимся диском с отверстиями, 2 — лампы накаливания, питаемой переменным током, 3 — газоразрядной лампы, питаемой переменным током.
Лишь для точных энергетических измерений нужны источники с нестабильностью мепее 1%. По-видимому, более стабильные источники получить трудно, хотя яркость некоторых радиоактивных кристаллофосфоров, вероятно, характеризуется лучшим постоянством во времени.
Наряду с постоянными источниками в спектроскопии применяют устройства с периодически меняющейся яркостью. Это .могут быть импульсные источники, у которых яркость между двумя последовательными вспышками равна нулю, или источники, яркость которых периодически меняется в некоторых пределах. В качестве примера источников первого типа можно указать па питаемую постоянным током лампу накаливания, излучение которой модулируется вращающимся перед ней диском с отверстиями. Лампа накаливания, питаемая переменным током, служит примером источника второго типа с малой глубиной модуляции. Наоборот, у газоразрядной трубки, питаемой переменным током, глубина модуляции будет практически 100%-ной.
На рис. 10.1 показаны зависимости яркостей этих трех источников от времени. Такого рода источники следует характеризовать стабильностью, под которой мы понимаем постоянство по времени интегральной яркости
*2
В—^Ъ (i) dl, ti
причем t2 — т, где т — период колебаний яркости источника.
Наряду с постоянством интегральной яркости важной характеристикой источника является его скважность S, которая по определению равна отношению периода колебаний яркости источника к эффективной продолжительности каждого импульса свечения.
250
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
По характеру излучаемого спектра обычно различают источники сплошного и линейчатого спектра. Для разных областей спектра часто приходится применять разные источники излучения. Поэтому иногда их подразделяют на источники для видимой и ультрафиолетовой области.
§ 2. Источники сплошного спектра
Тепловые источники. Для видимой области спектра чаще всего применяются тела накаливания. В соответствии с законом Кирхгофа отношение иснускательной способности тела (i\T) к его коэффициенту поглощения (а^т) не зависит от природы тела и является универсальной функцией длины волны и температуры
(10.2)
Здесь гхт — мощность излучения, испускаемого единичной поверхностью тела в телесный угол 2л в единичном интервале длин волн.
Функция е (X, Т) определяется формулой Планка exp(wU--i-	(10-3)
Иногда ее записывают для волновых чисел в виде
8 (v, 7’) = 2лЛс2------------.	(10.3')
v '	ехр (Jive/кТ) — 1
Тело, для которого коэффициент поглощения а.,т ~= 1 для любой тем-
пературы и длины волны, называется абсолютно черным.
В соответствии с (10.2) спектральное распределение мощности излучения абсолютно черного тела определяется формулой Планка. Графики функции
Рис. ю 2 Спектральная излучательная способность абсолютно черного тела.
8 (X, Т) для различных температур даны на рис. 10.2. Абсолютно черное тело выгодно использовать для энергетических измерений. Однако реализовать достаточно хорошее абсолютно черное тело трудно.
Распределение энергии в спектрах излучения реальных накаленных тел более или менее отличается от нланковского. Для.серых тел коэффициент поглощения меньше единицы и не зависит от длины волны. Относительное распределение энергии в спектре излучения серого тела такое же, как и у абсолютно черного при той же температуре.
Для тел, не сильно отличающихся от серых, относительное распределение мощно-
сти излучения при температуре Т может быть приближенно описано формулой Планка, по для другой температуры Г11В, не рав-
ной Т. Температура Тцв носит название цветовой. Для серых тел цветовая температура равна истинной.
Для характеристики абсолютной яркости излучения тел используют понятие яркостной температуры. Она определяется как температура абсолютно черного тела, при которой его спектральная яркость равна спектральной яркости данного тела. Яркостная температура тел не превышает их истинной температуры и, вообще говоря, зависит от длины волны. Для серых тел яркостная температура от длины волны пе зависит. Очевидно, что для черного тела цветовая и яркостная температуры совпадают с истинной.
2]
ИСТОЧНИКИ СПЛОШНОГО СПЕКТРА
251
На практике для энергетических измерений чаще всего пользуются лампами накаливания с вольфрамовыми нитями или лептами. В табл. 10.1 приведены цветовые и яркостные температуры для вольфрама.
Т а б л и ца 10.1
Цветовая и яркостная температуры вольфрама
Т, °К	т цв	т 1 ярк (Х=5Ь50 А)
1000	1006	966
1200	1210	1149
1400	1414	1330
1600	1619	1509
1800	1825	1648
2000	2033	1857
2200	2242	2026
т, °к	т ЦП	т 1 ярк , а=-5(55О А)
2400	2452	2192
2600	2663	2356
2800	2878	2416
3000	3094	2673
3200	3311	2827
3400	3533	2978
Излучение вольфрама примерно в два раза слабее излучения абсолютно черного тела при той же температуре. Чтобы приблизиться к нему, иногда берут излучение, испускаемое внутренними частями накаленного тела свечения. Например, если излучатель сделать из вольфрамовой ленты, согнутой в виде буквы П, то излучение из ее полости будет заметно ближе к излучению абсолютно черного тела, чем излучение наружных частей ленты, нагретой до той же температуры.
Обычно источники сплошного спектра применяются для получения спектра поглощения. При этом, как правило, играет роль только яркость тела накаливания, а не сила испускаемого им света. Поэтому целесообразнее применять маломощные лампы с телом накаливания таких размеров, чтобы его изображение было достаточным для покрытия всей щели спектрального прибора. Следует, однако, иметь в виду, что более мощные лампы с толстой нитью допускают более высокую температуру нагрева и потому дают большую яркость.
Для исследований, не требующих точного знания распределения энергии в спектре лампы, можно употреблять любые лампы накаливания. Очень удобны автомобильные лампы, рассчитанные на напряжение 12 в. Их нить достаточно толста и выдерживает значительный перекал (на короткое время напряжение можно поднимать в два раза выше номинала). Удобны также лампы для кинопроекторов. Специально для спектроскопических исследований выпускаются ленточные лампы. Для исследований ближнего ультрафиолета они выпускаются иногда с кварцевым или увиолевым окном. Спектр такой лампы простирается в область длин волн короче 3000 А.
Для количественных исследований по распределению энергии в спектре и для всех задач гетерохромной фотометрии лампы накаливания специально гРаДУиРУЮтся — определяется их цветовая температура. Лампы накаливания градуируются при температуре на несколько сот градусов ниже ее номинальной рабочей. При полном накале баллон лампы заметно чернеет под влиянием испаряющегося вольфрама. Это отражается па яркости свечения лампы и ее спектральном распределении. Нормальная рабочая температура газополных ламп накаливания 2850° С. Рабочая температура ламп, предназначенных для фотометрических работ, 600 °C.
-^Фотометрические лампы следует питать током от аккумулятора или стабилизатора и использовать в том же положении, в каком проводилась градуировка, иначе изменение распределения газовых потоков внутри лампы и вне ее приводит к изменению температуры нити накаливания. По этой же причине лампа, градуированная без защитного кожуха, должна эксплуати-
252
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Г.1 <
роваться также в открытом состоянии. Погрешность в спектральном распределении яркости ламп накаливания может быть довольно .значительна. Вероятно, ошибки, превышающие 10%, довольно обычны. Именно неопре-
деленность в распределении энергии эталонного источника является главным источником ошибок при гетерохромной фотометрии (см. гл. XII).
Водородная лампа. При переходе молекулы водорода из верхнего устой-чивого состояния 2-й в неустойчивое пижнее состояние 2 и возникает сплошной спектр [20, 10.9, 10.10], тянущийся от 5000 до 1G50 А (рис. 10.3). Этот спектр наиболее широко используется при абсорбционных исследованиях в ультрафиолетовой области, где спектр
ламп накаливания мало интенсивен. Ввиду того, что ширина ротационной структуры молекулы водорода относительно велика, для этой молекулы нет четкого разделения вибрационной и ротационной структуры. Обе они представлены так называемым многолипейчатым спектром, который накладывается на сплошной спектр в видимой и ближней ультрафиолетовой области. Короче 1650 А наблюдается только линейчатый спектр.
Для получения интенсивного сплошного спектра применяются водородные газоразрядные лампы. Существенно, чтобы в такой лампе была высокая яркость сплошного спектра по отношению к линейчатому. Для этого необходимо сравни-
Рис. 10 3. Распределение энергии в спектре ТСЛЬНО ВЫСОКОС СОДбрЯШНИе МОЛОКуЛЯР” водородной лампы.	ного водорода в разряде по отношению
к атомному, что достигается облегчением условий рекомбинации атомарного водорода. Процесс рекомбинации катализируется многими металлами, в частности, никелем. В некоторых водородных трубках внутренняя поверхность специально покрывается тонким слоем никеля. Иногда роль катализатора играют развитые поверхности электродов.
В спектроскопической практике применяют два типа водородных ламп — высоковольтные и низковольтные. Высоковольтная водородная лампа представляет собой разрядную стеклянную или кварцевую трубку, охлаждаемую снаружи водой. Примерная форма трубки показана па рис. 10.4. Трубка заполняется тщательно очищенным сухим водородом до давления около 1 мм рт. ст. и тщательно тренируется разрядом.
Для питания разряда служит повышающий трансформатор па напряжение 2—3 кв, дающий ток до 1 а. При необхо
димости трубка работает от соответствующего выпрямителя. Такого рода разрядные трубки довольно легко изготовить в лаборатории. Ими широко пользовались до появления заводских низковольтных водородных ламп, которые гораздо удобнее в обращении.
Низковольтная водородная лампа представляет собой стеклянную колбу с кварцевым окном, заполненную водородом до давления в несколько мм рт. ст. Оксидированный катод подогревается током от понижающего трансформатора. Катод окружен цилиндрическим никелевым экраном. В нем
рис 10 4 Высоковольтная водородная трубка.
§ 2]
ИСТОЧНИКИ СПЛОШНОГО СПЕКТРА
253
имеется отверстие, через которое проходит разряд. Лампа может питаться постоянным или переменным током напряжением 220 в через балаастпое сопротивление. После зажигания разряда подогрев катода уменьшается или вообще выключается и его температура поддерживается ионпой бомбардировкой.
Плотность разрядного тока такой лампы составляет десятки а/см2, что значительно превышает плотность тока в высоковольтных лампах. Поэтому
низковольтные лампы не только удобнее в обращении, но и дают большую яркость спектра. По данным ряда авторов (см. например, [10.11]) лампы, заполненные дейтерием, обладают большей яркостью сплошного спектра, чем водородные с теми же параметрами.
Дуга. В качестве источника сплошного спектра иногда используется аподпый кратер вольтовой дуги. Он имеет температуру па 1000 —1500° большую, чем вольфрамовая лампа, и дает спектр, простирающийся далеко в ультрафиолетовую область. Неудобство этого источника — быстрое обгорание углей, суперпозиция сплошного и полосатого молекулярного спектра, неустойчивость горения, а также выделение вредных продуктов сгорания.
Зпачительно удобнее в этом отношении газоразрядные лампы сверхвысокого давления (10—50 ат). Такие лампы, заполненные ртутью или инертными газами, дают
10а, 20 ом
ПОЧТИ равномерно яркий СПЛОШНОЙ спектр, PlI(. )0 з.Псепыишая лампа ДКС.Ш-l ы па фоне которого слабо выделяются уширен-	и схема <•< нь.-тючепии
ные линии газов. Спектр тянется далеко
в ультрафиолетовую область до границы прозрачности кварцевого баллона лампы. Па рпс. 10.5 показан внешний вид ксеноновой лампы ДКС1П-130
и схема ее включения. Распределение энергии в спектре таких ламп в видимой области близко к солнечному, т. е. соответствует цветовой температуре около 60005 В табл. 10.2 приведены основные характеристики некоторых промышленных ламп, излучающих сложной спектр [10.12].
Таблица 10.2
Основные характеристики некоторых выпускаемых промышленностью источников сплошного спектра
Лампа	Мариа	Мощность, втп	Коротковспиовля 1 граница, Л
Ленточная пакалпва-	СИ8-200У	200	2500
ПИЯ	ЛЛС-0,7	(50	2500
Иодная пакалппания	Л ПИ-2	500	220;)
Ртутная	ДРШ-100	100	2900
	ДРШ-250	250	2900
Ксеноновая	ДКсТК-130	130	2200
	ДКсШ-1000	1000	2200
Водородная	ВСФУ-3 > ДВС-25 )	25	2150
	ДВС-40	40	1850
254
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
Импульсные источники сплошного спектра. Интенсивным сплошным спектром обладают также лампы низкого давления, заполненные инертными газами, обычно криптоном, через который пропускается мощный импульсный разряд. Для этого через трубку диаметром « 1 см2 разряжается мощная конденсаторная батарея емкостью в сотни микрофарад, заряженная до напряжения 1—2 кв. Лампа заполняется газом до давления 100—200 мм рт. ст. Ее отличительная особенность — толстые вводы и массивные электроды, выдерживающие импульс разрядного тока мощностью в сотни и тысячи киловатт. Такого рода лампы используются в основном для накачки твердотельных лазеров.
Сплошным спектром обладают также почти все импульсные источники линейчатого спектра.
Частично он обусловлен неразрешенными полосами или линиями, частично тормозным излучением, свободно-связанными переходами и другими эффектами.
Богатые линиями атомные спектры, например, урана, вольфрама и даже железа при малой разрешающей способности спектрального прибора воспринимаются как сплошные. Интенсивный сплошной спектр дает излучение искры, возникающей при разряде конденсатора женными в воду. Такая подводная искра ранее
между электродами, погру-часто служила источником сплошного спектра в ультрафиолетовой области.Сейчас она вытеснена более удобными источниками.
В ряде работ применяется импульсный источник, получающийся при разряде большой конденсаторной батареи через капилляр. Этот источник был предложен Лайманом в 1924 г. для получения сплошного спектра в вакуумном ультрафиолете. При плотности тока, большей 30 000 а!см2, возникает сплошной спектр с примерно равномерным рас-
10мм
Рис 10.G. Схема источника света ЭВ-39: А — текстолитовая пластина с отверстием, Б — схема поджига, В — искусственная линия.
пределением энергии от инфракрасной до рентгеновской области. Яркость спектра быстро растет с возрастанием плотности тока. Предложенная Лайманом трубка была впоследствии усовершенствована. Такой источник применяется в ряде работ. Яркостная температура даваемого им континуума достигает 30 000 °C. Подробности об этих источниках см. в [20].
Другой импульсный высокотемпературный источник был разработан Подмошепским. В этом источнике большая концентрация энергии достигается при разряде искусственной линии через короткий капилляр. Приняты меры к уменьшению индуктивности схемы, а следовательно, к уменьшению ее постоянной времени и соответствующему увеличению мощности. Свечение разряда соответствует излучению черного тела при 40 000 °C. Схема источника показана на рис. 10.6.
Лазерная искра. Плазма, образуемая в результате воздействия на вещество мощных световых импульсов, получила название лазерной искры.
На первой стадии, совпадающей по времени с действием на плазму излучения лазера, лазерная искра испускает, кроме интенсивного сплошного спектра, тянущегося через всю видимую и ультрофиолетовую область, линии,
3]
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
255
принадлежащие многократно ионизованным атомам, в том числе и лежащие в рентгеновской области. После прекращения лазерного импульса на протяжении нескольких микросекунд плазма расширяется и остывает. В этот период времени опа излучает обычные атомные спектры.
Лазерная искра является объектом многочисленных спектроскопических и оптических исследований. Она используется также в качестве источника света для спектрального анализа [10.13]. Есть попытки применения ее в качестве яркого источника сплошного спектра для абсорбционных измерений [10.14]. Можно предполагать, что область применения этого источника в ближайшее время будет расширяться.
§ 3.	Источники линейчатого спектра
Основные параметры и соотношения. Основными источниками линейчатых спектров служат различные типы газового разряда. Реже применяются источники с оптическим возбуждением (резонансные лампы и твердотельные лазеры) или с возбуждением за счет химических реакций (пламя, хемилюминесценция).
Излучающая газоразрядная плазма разделяется на плазму низкого и плазму высокого давления. К разряду высокого давления следует относить случаи, когда практически устанавливается локальное термодинамическое равновесие. В этих условиях всем частицам (электронам, атомам, ионам), входящим в любой малый элемент объема плазмы *), может быть приписана вполне определенная — одна и та же для всех — температура Т. Она определяет кинетическую энергию частиц, их распределение по энергетическим уровням и степень ионизации. В плазме низкого давления выравнивания средней кинетической энергии частиц не происходит. Здесь вообще нельзя говорить о температуре разряда — его энергетическое состояние следует задавать функциями распределения частиц по скоростям — отдельными для каждого вида частиц — электронов, ионов, атомов. Часто с хорошим приближением можно характеризовать такую плазму, задав две температуры — электронную Тс и атомную Та. При этом предполагается, что распределение электронов и атомов по скоростям соответствует закону Максвелла
dN = ^=- e^^dE.	(10.4)
Ул (ИУ/2	v ’
Здесь Е = mv2/2 — кинетическая энергия частицы, к — постоянная Больцмана, N — число частиц в единице объема, Т — соответственно Те или Т а, в зависимости от того, идет ли речь об электронной или газовой температуре. В неравновесной плазме можно говорить об одновременном сосуществовании нескольких типов частиц, каждая из них характеризуется своей температурой, например атомной, ионной и электронной.
Если плазма находится в состоянии локального термодинамического равновесия, то равновесное распределение атомов по возбужденным состояниям задается уравнением Вольцмана
A<n = ^o4LexP (-#) •	(Ю-5)
Здесь 7Vn — концентрация возбужденных атомов в состоянии п, No —
*) Под малыми мы подразумеваем такие размеры элемента плазмы, на протяжении которых ее макропараметры — температура и концентрация частиц — могут считаться постоянными. Однако эти размеры должны быть велики по сравнению с длиной свободного пробега, чтобы имело смысл говорить о температуре и концентрации внутри этого объема.
256
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
концентрация нормальных атомов, gn и g0 — соответственно статистические веса возбужденного и нормального уровней, Еп — энергия возбуждения, Т — температура.
Мощность, излучаемая единицей объема, или интенсивность 1пк спектральной линии, соответствующей переходам между уровнями п и к, в этом случае будет
Ink ' TV цА-п + ^nh^nP (Упк)	(10.6)
Здесь Апк — вероятность спонтанных переходов, Впк — индуцированных, Р (т,гл) — плотность излучения, отнесенная к единичному интервалу частот.
Подставляя Nn из (10.5), получаем
/ю< = Аго hvnk [ЛлЛЧ-BnJlp (v„ft)] ехр ( —	.	(Ю.7)
Если индуцированные переходы не играют существенной роли, то выражение (Ю.7) можно соответственно изменить, отбросив второе слагаемое вскоб-ках. Тогда
— AnllNf)^-kvllkexp ( —	.	(10.8)
В случаях свечения газового разряда (за исключением лазеров) индуцированным излучением можно пренебречь. В газовых лазерах наоборот — обычно можно пе учитывать спонтанного излучения.
Концентрация ионов в термодинамически равновесной плазме задается уравнением Саха
N, = >(Х)“ Г* «?(-»	(10.9)
Интенсивность ионпых линий аналогично (10.8) записывается в отсутствие вынужденного излучения в виде
Iml-Aml^hvri>lNiocxp ( -^-) .	(10.10)
Таким образом, в условиях .локального термодинамического равновесия и отсутствия самопоглощепия интенсивность спектральных линий полностью задается температурой плазмы, а яркость излучения i
В ~ Idl — распределением температуры плазмы вдоль направления па-о блгодепия.
С ростом температуры яркость атомных .линий возрастает до тех пор, пока ионизация пе вызовет заметного уменьшения N„. ГГо мере роста числа ионов растет яркость их линий, а яркость атомных линий падает. При дальнейшем росте температуры увеличивается число ионов высокой кратности и соответственно начинает убывать яркость линий, принадлежащих однократно ионизованным атомам.
Результаты вычислений для линий, принадлежащих разной степени ионизации атома кремния [10.3], представлены на рис. 10.7. Эти расчеты соответствуют случаю прозрачной плазмы, когда самопоглощение в линиях практически отсутствует. В случаях, когда оно значительно, рост яркости линий при возрастании оптической толщины замедляется. В пределе, когда все излучение, идущее из глубины плазмы, поглощается ее периферийными частями, плазму можно для данного участка спектра рассматривать как абсолютно черное тело, яркость которого определяется только его температурой.
§ 3]
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
257
Для этого случая в соответствии с (10.2) и (10.3) можно написать
_ he2	1
2л X5	exp (chl\kT) — 1
(10.11)
Теперь яркость излучения зависит пе от энергии верхнего уровня, а только от длины волны. Очевидно, что яркость абсолютно черного тела является предельной для данной температуры яркостью плазмы.
Рис 10 7 Интенсивность линий кремния в относительных единицах как функция температуры
Если яркость для центра линии достигает насыщения, то при дальней
шем увеличении концентрации излучающих атомов или толщины излучаю-
7.2
щего слоя интегральная яркость линии (В-л = i b>d/,) продолжает расти за
7.1
счет увеличения яркости периферийных ее участков (крыльев). В этом случае В} обычно оказывается пропорциональной 7V1''2. Здесь N — концентра-
ция атомов в плазме разряда. Зависимость яркости линий от N может быть представлена кривой рис. 10.8.
В области малых концентраций В ~ N, в области больших В ~ 7V1/a. Для центра линии в первом случае Ь^ ~ N, во втором — b^ — const.
Плазма, характеризуемая значением Т > 105 СК, называется горячей. Плазму при более низких температурах обычно называют холодной. Это подразделение в
Рис 10 8 Зависимость яркости линии от концентрации атомов (кривая роста).
значительной мере условно. Практически все источники, применяемые в спектроскопии, содержат холодную плазму при Т --- Ю3—5-104°К. Пожа-
луй, единственным исключением является лазерная искра, которую, по крайней мере в начале ее существования, следует отнести к разряду
«горячих».
Ширина спектральных линий. Ширина спектральных линий, излучае-емых источниками света, определяется совокупностью ряда причин, из которых обычно одна является определяющей. Все линии обладают так называемой естественной шириной, обусловленной квантовомехапической неопределенностью положения энергетических уровней. Если т — среднее время жизни возбужденного состояния, то для энергии этого состояния имеет место известное соотношение неопределенности
ДЕт х .
2л
17 л Н Зайдель и др.
258
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
Обычное значение т « 10~8 сек. Отсюда для ширины уровня, выраженной в единицах длин волн, можно получить АХ м 10"4 Л.
Еще недавно естественная ширина рассматривалась как принципиальный нижний предел ширины спектральных линий. С появлением лазеров удалось получить линии с шириной значительно меньше естественной. Если не рассматривать этот особый случай, то всегда существует ряд причин, приводящих к возрастанию ширины спектральных линий по сравнению’ с естественной. Здесь в первую очередь пужно назвать процессы, приводящие к сокращению т. Для изолированного атома это может произойти в результате автоионизации, приводящей иногда к существенному увеличению ширины линии.
В условиях, когда имеют место столкновения с другими атомами или заряженными частицами, т может уменьшиться, если интервал между двумя столкновениями сравним с т или меньше его. Так как взаимодействие между сталкивающимися частицами сводится к взаимодействию электрических полей, то обусловленное этими полями уширение спектральных линий может быть сведено к явлению Штарка в неоднородном и нестационарном электрическом поле. В этих условиях можно наблюдать пе только’ уширение, но и смещение спектральных линий.
Наблюдаемое вследствие эффекта Штарка в межмолекулярном ноле источника уширение зависит от типа уровня. Высокие уровни, как правило, уширяются больше низко расположенных. Величина уширепия растет с ростом давления газа и концентрации заряженных частиц. Если давление газа в источнике порядка атмосферного, то основной вклад в ширину линий дает обычно штарковское уширение. При этом ширина линий в зависимости от их сериальной принадлежности, давления газа и концентрации электронов составляет от десятых долей до нескольких ангстрем. При давлениях в источнике более 10 атм или концентрации заряженных частиц более 1018 см~3 штарковская ширина иногда равна десяткам и даже сотням ангстрем.
Естественное затухание и наиболее распространенные случаи штар-ковского уширения описываются контуром одинаковой формы. Его уравнение имеет вид
. _ .	(Ау/2)2
lv l° (v0 — v)2^(Av/2)2
гдо Av — полуширина линии. Такой контур называют дисперсионным. Для источников света, характеризуемых давлением мепее 10 мм рт. ст. и концентрацией заряженных частиц Ne < 1011 слг3, основной причиной уширения спектральных линий является эффект Доплера. В результате теплового движения излучающих атомов линии оказываются уширенными, причем спектральное распределение интенсивности такой линии описывается кривой
lfc = loexpL-^(-^-) J.	(10.12)
Полуширина доплеровского контура
Здесь R — газовая постоянная, с — скорость света, Т — абсолютная температура излучающих атомов, А — их атомный вес. Подставляя численные значения, имеем
АХд= 7,16-10“7Х j/"-L-	(10.14)
здесь X выражено в ангстремах, Т — в градусах Кельвина).
* 31
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
259
Доплеровский контур отличается от дисперсионного гораздо более быстрым спадом интенсивности при удалении от центра линии (рис. 10.9, а и б).
В табл. 10.3 приведены значения доплеровской полуширины для разных температур, рассчитанные для линий, расположенных в видимой области спектра (5000 А).
Таблица 10.3
Доплеровские полуширины линий некоторых элементов, А
Элемент	Ат. вес	10 °к	100 =К	300 °К	1000 “К	10 000 °к
II	1	0,01	0,04	0,06	0,1	0,4
Не	4	0,006	0,02	0,03	0,06	0,2
Аг	40	0,002	0,006	0,01	0,02	0,06
Hg	200	0,001	0,003	0,004	0,01	0,03
При отсут-уширепие
Рис 10 9 Контуры спектральных линий а) доплеровский, б) дисперсионный, в) контор самосбращениой липии
Из этих данных видно, что даже при температурах, меньших 100 СК, доплеровская ширина значительно превышает естественную. ~ ствии уширения межмолекулярными полями доплеровское является основным явлением, определяющим ширину спектральных линий.
В связи с этим в источниках, предназначенных для испускания топких линий,температура и плотность излучающего вещества должны быть низкими, а плотность разрядного тока небольшой.
Часть световой энергии, излучаемая во внутренних зонах источника, может быть поглощена во внешних его частях. Это явление называется самопоглощением. Коэффициент поглощения в центре линии больше, чем на ее краях, поэтому самопоглощение приводит к увеличению полуширины линии. В неоднородных источниках оно может привести и к заметному уменьшению яркости источника для центра линии. Это явление называется самообращением. Контур самообра-щенной линии показан на рис. 10.9, в.
Уширение спектральных линий может быть связано с неразрешенной сверхтонкой или изотопической структурой спектральных линий. В зависимости от числа и интенсивности компонентов этой структуры форма контура линии может быть разнообразной и довольно сложной (см. рис. 6.14). структуры пе превышает десятых долей ангстрема.
Дуга. Одним из наиболее распространенных источников линейчатого спектра является дуговой разряд (см., например, 110.15]). Электрической дугой называется форма газового разряда, характеризуемая большой плотностью тока и малым падением потенциала вдоль столба разряда. Стационарный разряд поддерживается благодаря термоэлектронной эмиссии катода. Наряду с положительным столбом разряда, который излучает основное количество световой энергии, несколько отличный по спектральному составу свет испускается также приэлектродными областями. В первую очередь мы остановимся па дуге высокого давления. Ее легко получить между твердыми тугоплавкими электродами, к которым приложено постоянное напряжение
Обычно ширина такой
17*
260
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
не менее 50—100 в. Последовательно с дуговым промежутком включают балластное сопротивление. Дуга устойчиво горит при силе тока не менее 2—3 а. Впрочем, при повышении напряжения питания можно получить устойчивую дугу и при меньших токах.
Случайные изменения положения катодного пятна и связанные с этим флуктуации термоэлектронной эмиссии, а также конвекционные потоки приводят к колебаниям силы тока и соответственно яркости дуги. Эти колебания тем больше, чем меньше питающее напряжение. Последнее не может быть меньше суммы катодного падения напряжения и падения напряжения в положительном столбе. Для большинства дуг, горящих в воздухе, полное падение напряжения па борнах дуги составляет «50 в. Остальная часть
Рис. 10.10. Влияние потенциала ионизации набивки угольных электродов на температуру дуги (а) и влияние силы тока на температуру дуги (б).
напряжения падает на балластном сопротивлении. Чем последнее больше, а следовательно, чем выше питающее напряжение, тем меньше колебания силы тока, обусловленные нестабильностью разряда. Желательно, чтобы питающее напряжение было не менее 100 в, лучше 220 в. При обычном значении силы тока «10 а дуга расходует мощность около 0,5 кет и 0,5—1,5 кет выделяется на балластном сопротивлении.
Как правило, плазма такой дуги содержит преимущественно материал электродов. Температура разряда определяется в основном компонентами с малым потенциалом ионизации. Чем ниже последний, тем меньше температура разряда. Опа относительно мало зависит от силы разрядного тока. Разумеется, температура плазмы ниже для периферийных участков, чем для центра. Обычно температуру плазмы дуги определяют по относительной интенсивности двух линий с разными верхними уровнями, пользуясь уравнением (10.8). Опыт показывает, что температура, определенная для разных пар линий, оказывается заметно различной. Это частично объясняется отклонениями от локального термодинамического равновесия, а частично тем, что разные линии излучаются разными участками плазмы.
Температура дуги при введении в пес веществ с разными потенциалами ионизации Vt приведена на рис. 10.10, а. На рис. 10.10, б дапа зависимость температуры плазмы от силы тока в дуге. Периферийные холодные части плазмы излучают наряду с атомными также и молекулярные спектры. Обычно наиболее ярко представлены полосы циана и некоторых металлических окислов.
Температура большинства дуг слишком мала, чтобы в их спектре были интенсивно представлены ионные линии. Поэтому для атомных спектров исторически сложилось название дуговых спектров в противоположность искровым, излучаемым более горячей плазмой искрового разряда, где при
§ 3]
источники ЛИНЕЙЧАТОГО спектра
261
Рис Ю 12. Ок-ла/Масмая ртутная д^га
сутствуют яркие липии ионов. Линии дугового разряда уширены за счет влияния столкновений и межмолекулярпых нолей в разряде. Доплеровское уширение играет в плазме дуги, как правило, незначительную роль. Ширина .линии обычно лежит в пределах 10-2—10 А в зависимости от констант уширения данной линии. Большинство линий имеют полуширину порядка 0,1 А.
Дуговой разряд поддерживается либо между металлическими электродами, если они достаточно устойчивы к нагреванию и окислению, либо между угольными электродами. Камалы в них обычно содержат набивку в виде окислов или солей исследуемых металлов. Непосредственно электродами дуги может служить большинство металлов и их сплавов. Легкоплавкие и легкооки-сляемые металлы (щелочные и щелочноземельные) применяются в виде сплавов с более стойкими металлами. Не-
которые ИЗ ПИХ могут СЛу- *’ис Ю 11. Втутиая дуговая л;пша с жидкими электродами жить электродами дуги, если поместить ее в атмосферу инертного газа или в вакуум. Наиболее широко раснрострапена дуга с ртутпыми электродами [10.10]. Вакуумная ртутная дуга в кварцевом сосуде является одним из широко применяемых источников яркого ультрафиолетового излучения. Одна из конструкций такого рода дуги изображена на рис. 10.11. Ртуть в количестве 15—20 см3 содержится в электродных отростках, которые во время работы охлаждаются ребристыми алюминиевыми радиаторами. Для зажигания дуги ее слегка наклоняют. Переливающаяся из анодного отростка ртуть образует проводящую цепь, при разрыве которой зажигается дуга.
Иногда к ртути добавляют металлы, образующие с ней амальгамы, например кадмий или цинк. В этих случаях кроме линий ртути присутствуют и линии добавленных металлов. Спектральные липии такой дуги довольно сильно уширены, так как температура паров ртути и их плотность при рабочей силе тока довольно велики. Для получения узких линий применяют охлаждение водой. При этом давление паров ртути не превышает сотых долей мм рт. ст. и дуга излучает узкие линии. Наиболее простая конструкция охлаждаемой ртутной дуги показана на рис. 10.12. Такого рода дугу легко изготовить в лаборатории. Важно до отпайки хорошо оттренировать ее разрядом с повышенной плотностью
тока для удаления следов газа. Плохо оттренированпая дуга быстро выходит из строя. При работе дуга целиком погружается в воду. Используют стекло или кварц в зависимости от рабочей области спектра.
Для возбуждения люминесценции, комбинационного рассеяния и др. изготовляются ртутные дуги с расстоянием между электродами до 1 м. Следует иметь в виду, что резонансные линии ртути 2537 и 1850 А очень сильно самообращаются в разряде, а последняя линия также сильно поглощается кварцем и воздухом. Для получения ярких резонансных линий Вуд предложил прижимать разряд магнитным полем к передней стенке охлаждаемой ртутпой дуги. В этом случае можно получить яркую линию 2537 А, мало искаженную самообращением.
262
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
В последнее время более распространены ртутные дуги с подогревными катодами. Термоэлектронная эмиссия осуществляется здесь с оксидированного катода. Он разогревается либо посторонним источником тока, либо чаще самим разрядом. Дуговая лампа такого рода содержит кроме паров ртути также аргон при давлении 5—10 мм рт. ст. Пока лампа холодная, разряд горит в аргоне. По мере разогревания баллона ртуть испаряется
Рис 10 1.3, Ртутные дуговые лампы: а) лампа высокого давления с оксидными электродами и аргон-«io-ртутпым наполнением (Э — электрод, 7 — вольфрам, 2 — кварц, -3 — рт\ть, 4 — инвар, 5 — мастика), б) прямая ртутно-кварцевая лампа (ПРК), в) ртутная лампа сверхвысокого давления (10—20 ат) мощностью ~ 100 вт, г) лампа UV-Standard.
и возрастает давление ее паров. При этом практически полностью подавляется спектр аргона, атомы которого имеют большие критические потенциалы (потенциалы возбуждения и ионизации), чем атомы ртути. Количество ртути, которым заполняется лампа при изготовлении, строго дозируется, с тем, цтобы при нагреве колбы до рабочей температуры вся ртуть полностью испарялась и давление ее паров было ниже соответствующего насыщению. Некоторые конструкции ламп снабжены дополнительной термоизолирующей рубашкой, обеспечивающей повышение температуры баллона до нужной величины.
Ртутные дуговые лампы выпускаются разной формы и различной мощности. Некоторые типы ламп такого рода изображены на рис. 10.13. Большинство их может питаться как постоянным, так и переменным током. Ртутные лампы могут быть использованы для энергетических измерений в видимой и ультрафиолетовой частях спектра. Для некоторых из пих хорошо измерены абсолютные и относительные величины излучаемой энергии. Наиболее тщательно изучено излучение лампы UV-Standard 110.17], [10.18]. Распределение энергии в спектре этой лампы измерено с точностью до 2%. Широко распространенные отечественные лампы 1IPK-2 и БУВ-15 близки по своим характеристикам к лампам UV-Standard. Таблицы распределения энергии в спектре ламп UV-Standard, ПРК-2 и БУВ-15 даны в книге [10.18].
Дуговые вакуумные лампы с накаленными электродами (рис. 10.13, в) изготавливаются и с наполнением другими металлами, имеющими достаточно высокую упругость пара. Почти всегда в таких лампах носителям разряда при зажигании служит инертный газ, баллон лампы снабжается тепло
§ 3]
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
263
защитной вакуумной рубашкой. Широко известны лампы со щелочными металлами. Натриевые лампы являются источником почти монохроматического излучения — до 98% мощности излучается в виде желтого дублета натрия. Выпускаются также дуговые лампы с парами индия, таллия, кадмия, цинка и др. В табл. 10.4 приведены основные характеристики некоторых ламп такого типа.
Таблица 10.4
Параметры некоторых спектральных ламп
	Наполне-	Мощность,	Тон пом..	Напряжение	Длины волн наиболее интенсивных линий, А	
Тил лампы	пне	вт	а	ном., в	видимая область	ультрафиолетовая область
ДРС50	Hg	50	1,05	55	3650/63 4047/78 4358 5461 5770/90	2537 2967 3126/32 3341
ДКдС20	Cd	20	1,25	17	4678 4800 5086 6438	2981 3261 3404 3466/68
ДЦнС20	Zn	20	1,2	19	4680 4722 4811 6362	2801 3282 3303 3345/46
ДТС15	Т1	15	0,9	18	5350	
ДНаС18	Na	18	1,05	19	5890/96	
ДЦзСЮ	Cs	16	1,8	10	4555/93 6870 6973 7229 7609 7944 8521 8944	
Сравнительно большая яркость резонансных линий, простота в обращении и хорошая стабильность делают дуговые лампы удобными источниками линейчатых спектров. Аналогичные разрядные трубки с подогревными катодами употребляются и для получения спектров газов, в первую очередь водорода и инертных газов.
Дуга переменного тока. Дуги между твердыми электродами при атмосферном давлении либо совсем не горят на переменном токе, либо горят очень скверно. Это связано с тем, что за время паузы тока катодное пятно успевает остыть и прекращается термоэлектронная эмиссия. Для поддержания стационарного разряда такую дугу следует поджигать каждые полпериода. Впрочем, если теплопроводность электродов мала, а сила тока велика,то за 0,01 сек температура катодного пятна не успевает сильно понизиться и разряд может возобновиться после смены знака напряжения. В остальных случаях дугу следует поджигать каждые 1/2 периода пропусканием высоковольтного электрического импульса через дуговой промежуток.
Импульсы пропускаются в момент, когда напряжение па электродах дуги достаточно для поддержания устойчивого разряда. Мощность
264
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
поджигающего импульса обычно мала и практически не играет роли в общем световом балансе дуги. Назначение импульса — иудиаация iaja в духивим
Рис. 10.14. Схема дугового генератора с высокочастотным поджигом.
промежутке, т. е. создание проводящего моста, по которому проходит основной ток разряда.
Существует большое количество схем дуги переменного тока [12], [10.191, которая широко применяется в спектральном анализе. Здесь мы опишем одну из простейших схем.
Работа устройства, собранного по схеме рис. 10.14, сводится к следующему. Последовательно с разрядным промежутком Р включается индуктивность L. Она связана с колебательным контуром Z, питаемым от маломощного повышающего трансформатора Т. Когда происходит пробой разрядного промежутка Р', в L индуцируется высокочастотный импульс напряжения, который пробивает рабочий промужуток Р. Емкость С служит для защиты цепи питания от высокочастотных колебаний, которые закорачиваются через эту емкость.
Плазматроны. В последние годы для получения дуговой плазмы широкое применение нашли плазматроны [10.20, 10.21]. Принцип их действия следующий. Плазма, образованная дуговым разрядом постоянного или переменного тока, струей газа — носителя разряда выдувается па значительное расстояние от межэлектродпого промежутка. Механизм действия плазматрона ясен из рис. 10.15. В камере
зажигается дуга между тугоплавкими электродами при силе тока 20—30 а. Для ряда целей сейчас делают плазматроны на токи в сотни ампер. Анод имеет отверстие, через которое выдувается инертный газ, подаваемый под давлением 1,5—2 am в направлении касательных к стенкам камеры. Образующиеся в камере вихревые потоки газа охлаждают
плазму снаружи, благодаря чему разрядный шпур сжимается и плотность
тока в нем увеличивается. Дополнительное сжатие происходит в результате
сил магнитного давления (пинч-эффект). Сжатая таким образом плазма вместе с газом выбрасывается через отверстие анода и светится в виде устойчивой струи длиной 10—15 мм.
Можно получить плазму, в которой практически отсутствуют линии, принадлежащие элементам, входящим в состав электродов. В зависимости от режима работы температура плазмы меняется в пределах 5000—15 000 °К. При температурах более 10 000 °К в спектре плазматрона преобладают ионные линии и спектр
Газ
+
Рис. 10 15« Схема простейшего плазматрона.
приближается к искровому. Существуют
мощные плазматроны, в которых струя газа возбуждается высокочастотным электромагнитным полем. Электроды в таких плазматронах отсутствуют.
Недавно был предложен и осуществлен световой плазматрон, возбуждаемый световым излучением мощного лазера постоянного действия [10.22, 10.231.
Искра. В качестве источника света широко используется конденсированный искровой разряд между металлическими электродами [12, 10.15, 10.19]. Простейшая схема получения такого разряда показана на рис. 10.16. Ток от повышающего трансформатора Т заряжает емкость С (0,01—0,1 мкф} до напряжения 5—10 кв. При некотором напряжении происходит пробой
§ з]
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
265
искрового промежутка I. Его длина обычно составляет 1—5 .м. В контуре С — L — I возникает колебательный разряд, энергия которого постепенно рассеивается в виде светового излучения разрядного промежутка, электромагнитного излучения и тепловых потерь в разрядном контуре
и плазме.
Характер светового излучения разряда определяется материалом электродов и электрическими параметрами контура. В момент пробоя в излучении искры присутствуют только линии газа, заполняющего межэлектрсдный
промежуток. Спектр более поздних стадий
почти целиком определяется линиями мате- 1 риала электродов.	«
Чем быстрее происходит вклад энергии ?
в разряд и чем больше эта энергия, тем больше температура разряда. Это связано с тем, что в противоположность медленно
Т	L
Рис 10 16. Простейшая схема искрового генератора.
развивающемуся дуговому разряду, для ко-
торого плотность тока почти не зависит от мощности разряда,при искровом разряде диаметр токопроводящего канала не успевает следовать за изменением силы тока. Чем меньше период колебания контура и больше емкость конденсатора, тем’выше плотность тока в разряде, а следовательно и его температура. Соответствующие расчеты легко выполнить, считая в первом приближении разряд незатухающим. Тогда для периода колебаний имеем Т = 2л)/LC. Для среднего значения тока
г 2Q Т
2CV Т
-1/-. л Г L
(10.15)
Если считать канал перасширяющимся за время разряда, то среднее значение плотности тока будет
V /~~с'
Здесь S — площадь канала, У — напряжение пробоя, зависящее от длины искрового промежутка. Полагая сечение канала 0,01 сл2, что близко к реальным значениям, V — 104 в, С — 0,01 мкф, L = 0,1 мгн, для плотности тока получаем величину / « 3-104 акм2.
Температура плазмы в первом приближении линейно зависит от плотности тока. Поэтому она быстро возрастает с уменьшением самоиндукции, а также с ростом емкости разрядного контура.
По мере роста температуры растет степень ионизации, а максимум энергии в спектре смещается, вообще говоря, в коротковолновую часть спектра. Поэтому свечение искры, хотя визуально менее яркое, чем свечение дуги, имеет большую яркость в ультрафиолетовой части спектра. Искры особенно опасны для поражений кожи, а в особенности глаз ультрафиолетовым излучением. Даваемые ими ожоги очень неприятны, и при работе с искрами, так же как со всеми другими источниками ультрафиолетового излучения, нужно обязательно надевать защитные очки. Это же относится и к работе с кварцевыми ртутными дугами.
В соответствии с (10.16) существует общее правило — для получения более ярких искровых липий уменьшают индуктивность искрового контура и увеличивают искровой промежуток, что приводит к увеличению пробивного напряжения. При больших индуктивностях и малых искровых промежутках спектр искры напоминает дуговой. При очень малых искровых промежутках характерный треск искры прекращается и она переходит в шипящий высоковольтный дуговой разряд, дающий слабый и неустойчивый спектр.
26G
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
Чаще всего искровой разряд возбуждается между металлическими электродами, зажатыми в специальные держатели с высоковольтной изоляцией и регулируемым межэлектродным промежутком. Один из типов такого искрового штатива показан па рис. 10.17. Спектры некоторых искр между
Рис. 10 17. Искроной штатив (без крышки).
металлическими электродами имеют резко выраженные максимумы излучения в виде небольшого числа ярких линий. Такие искры, иногда в сочетании с фильтрами, могут служить источниками яркого излучения. Для многих целей оно может считаться монохроматическим.
А. II. Терениным был предложен набор электродов, искровые спектры которых дают квазимопохроматическое
Рис. 10.18.
Интенсивные пинии искр в области Z. < 2Л00 Л.
излучение различных длин волн. Наиболее характерные линии этого набора представлены на рис. 10.18.
Для исследований, требующих легкого перехода от одного спектра к другому, существуют штативы с револьверными головками, содержащими ряд электродов.
Искровой разряд излучает наряду с линейчатыми спектрами довольно интенсивный сплошной спектр, обусловленный тормозным и рекомбинационным излучением. Благодаря относительно высоким электронным концентрациям в разряде линии бывают сильно уширены, а для некоторых наблюдается заметное смещение.
Узкие несмещенные липии и чисто линейчатый спектр можно получить, применяя ряд источников, в которых малы концентрации атомов и заряженных частиц. К ним относятся разнообразные источники с низким давлением наполняющего газа.
Источники низкого давления. При давлении газа менее 1 мм рт.ст. и концентрации заряженных частиц ниже 1015—1017 см~3 обычно нет термодинамического равновесия между электронным и атомным газом. При относительно низкой газовой температуре энергия электронов может быть достаточно большой. В этом случае относительные интенсивности спектральных
§ 31
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
267
линий могут быть вычислены по формуле, аналогичной (10.8):
Ink __ Ank gn Vnk I	P \
I pl ~ Apt gp v pi	kTB ) •
(10.17)
Здесь TD — температура возбуждения, обычно близкая к Те. Во многих случаях, однако, нельзя говорить о температуре возбуждения и для подсчета
Рис 10.19. Основные процессы, изменяющие заселенность энергетического уровня, j —возбуждение электронным ударом, 2 — ступенчатое возбуждение, з — каскадные переходы с верхних уровней, 4 — поглощение, 5 — удары второго рода с атомами, электронами и ионами, 6 — спонтанное и индуцированное излучение. Волнистыми линиями обозначены переходы, сопровождающиеся излучением и поглощением света, прямыми линиями — безызлучательные переходы.
Рис 10 20. Схема тлеющего разряда и распределение в нем потенциала j — катодное свечение, 2 — область катодного падения, 3 — отрицательное свечение тлеющего разряда, 4 — темное фарадеево пространство, 5 — положительный столб, 6 — область анодного падения.
интенсивности данной линии нужно написать уравнение баланса для стационарного состояния плазмы, учитывая все процессы, приводящие к заселению верхнего уровня и его разрушению.
Как видно из диаграммы (рис. 10.19), таких процессов может быть много. Причем диаграмма, разумеется, учитывает не все из них. Поскольку вероятности этих процессов, а также оптические функции возбуждения, как правило, известны плохо, практически невозможно вычислить яркости линий в случае неравновесных источников.
В условиях низкого давления основным механизмом уширения спектральных линий является эффект Доплера.
Тлеющий разряд [10.15, 16]. В трубках диаметром 0,1 — 1 см со впаянными электродами при давлении заполняющего их газа в несколько тор наблюдается тлеющий разряд. К электродам трубки должно быть приложено при этом напряжение не менее 500—1000 в. В таком разряде температура газа лишь немного превышает температуру стенок разрядной трубки и составляет 400—
600 °К. При необходимости она может быть понижена уменьшением плотности тока и охлаждением всей разрядной трубки.
Свечение тлеющего разряда распадается на ряд зон, из которых наиболее важны две — катодное свечение и положительный столб. На рис. 10.20 показана схема тлеющего разряда и распределение в нем потенциала. Наибольший градиент потенциала имеет место в области катодного падения. Здесь возбуждаются лилии с относительно высокими потенциалами возбуж-
268
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
ГГ-1- X
депия; часто светятся также линии материала катода. Длина положительного столба определяется размерами трубки. В короткой разрядной трубке положительный столб может вообще отсутствовать. Напряженность поля и энергия электронов в положительном столбе значительно меньше, чем в области катодного падения. В соответствии с этим в пем светятся линии с низкими потенциалами возбуждения. В положительном столбе разряда возбуждаются линии и молекулярные полосы газов, заполняющих трубку. Чаще-всего это водород, инертные газы, иногда пары ртути.
Высокочастотный разряд [10.15, 15, 16]. Наличие металлических электродов вызывает существенные осложнения при работе с газоразрядными трубками. Это связано с сорбционными и химическими взаимодействиями электродов с газом, заполняющим трубку. Поэтому гейслеровская (электродная) трубка во многих случаях оказалась вытесненной безэлектродными разрядными трубками, свечение которых
И И___________ возбуждается высокочастотным электромаг-
® ®	--- нитным полем. Положительный столб высо
Рис. 10 21. Разрядные трубки с внешними электродами.
кочастотного разряда по своим спектральным характеристикам очень близок к положительному столбу разряда на постоянном токе. Для возбуждения свечения применяются радиочастотные генераторы, работающие на частотах 105—109 гц. Для газоразрядных трубок с инертными газами чаще всего
применяется введение мощности через емкостную связь внешних электродов с ионизо-
ванным газом внутри трубки.
Конструкция и расположение электродов такой трубки ясны из рис. 10.21. Трубки обычно изготовляются из плавленого кварца, иногда из стекла. Электроды не должны касаться стенок трубки, это часто приводит к местному^ перегреву и разрушению стенки в месте касания элек
тродов.
При переходе к более высокочастотному питанию обычно осуществ-ляется]индуктивпая связь между возбуждающим контуром и газом внутри лампы. Для получения узких линий
Na, К, Rb, Cs, Hg, Tl, Zn, Cd, Sb, In, Bi, Ga, Cu, Pb, Sn и других металлов широко применяются шариковые лампы диаметром «1 см. Они содержат небольшое количество исследуемого металла и инертный газ (криптон) при давлении «1,5 мм рт. ст. Шарик (ИГ) помещается внутрь индуктивной катушки небольшого генератора, работающего на частоте «100 Мгц. Схема такого геператора дана на рис. 10.22. Аналогичные^- генераторы в настоящее время выпускаются промышленностью (ППВЛ-3).
Рис 10 22. Схема высокочастотного генератора для возбуждения шариковой лампы.
Очень удобные разрядные трубки для получения линейчатых спектров металлов, в том числе и тугоплавких, были предложены Меггерсом. Такая трубка представляет собой кварцевый капилляр, заполненный инертным, газом при давлении в несколько тор. В нее введено также небольшое коли-
3]
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
269
чество галоидной соли (обычно — хлорида) исследуемого металла. Трубка помещается внутрь волновода, в котором распространяется [волна СВЧ генератора. Чаще всего используются волны сантиметрового диапазона. Наблюдения ведутся сквозь щель в волноводе. В настоящее время трубка такого типа, излучающая спектр тория, применяется как источник стандартного излучения при измерении длин волн.
Полый катод [10.24, 15]. Особый тип тлеющего разряда был обнаружен Пашеном в 1916 г. Если катод гейслеровской разрядной трубки выполнить в виде небольшого цилиндра, то при определенных соотношениях между его длиной, диаметром и давлением наполняющего газа свечение сосредоточивается внутри этого цилиндра и обладает рядом характерных свойств. Особенностью свечения в полом катоде является интенсивное возбуждение ионных линий и линий с высокими энергиями возбуждения. Это обусловлено характерными немаксвелловскими функциями распределения электронов по энергиям. Примеры таких распределений показаны па рис. 10.23.
Гис 10 23. Функции распределения плектронов по энергиям в полом катоде. Давление аргона J — 0,12 мм рт. ст , 74 - - 0,3 мм рт ст., Ill — 0,6 ММ рт ст
Рис. 10 24. Охлаящаемый полый катод
Электронная концентрация в разряде обычно невелика и составляет 1010—1012 см~3. Благодаря высоким скоростям ионов в полом катоде наблюдается достаточно интенсивное катодное распыление металла и даже при низких температурах липии материала катода интенсивно светятся. При определенных условиях их яркость превосходитТяркость липий инертного газа, служащего носителем разряда.
Трубки с полым катодом часто выполняются в виде разборпых металлических устройств, допускающих глубокое охлаждение. Па рис. 10.24 представлена одна из конструкций, служащая для исследования сверхтонкой структуры липий и анализа изотопного состава свинца. В настоящее время запаянные лампы с полым катодом, излучающие спектры многих металлов, выпускаются промышленностью.
Уширение линий в полом катоде целиком определяется эффектом Доплера. Температура, измеренная по этому уширению, зависит от конкуренции процессов отвода тепла через газ на охлаждаемую стенку катода и тепловой мощности, выделяемой разрядом. Поэтому она в сильной степени зависит от природы газа—носителя разряда, силы тока в разряде, давления газа и толщины стенок катода. Довольно значительные расхождения результатов измерения температуры, полученные разными авторами, вероятно, объясняются различием в условиях отвода тепла. В качестве иллюстрации
270
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
на рис. 10.25 приведены зависимости температуры газа в охлаждаемом жид-ким азотом (77 °К) медном полом катоде. При малых токах («5 ма) газовая температура близка к температуре стенок катода. Однако при самых лучших условиях охлаждения, вероятно, трудно получить в спектре полого катода
Рис 10.25. Температура газа в полом катоде как функция тока
линии, ширина которых соответствует температуре ниже нескольких десят-ков градусов Кельвина.
Дальнейшее сужение линий может быть достигнуто применением атомного пучка.
Атомный пучок. Если возбудить пучок атомов, летящих перпендикулярно направлению наблюдения, то естественно, что доплеровского уширения линий наблюдаться не должно. 13 действительности имеет место небольшой эффект уширения, связанный с тем, что в атомном пучке скорости атомов всегда имеют не равные нулю составляющие, перпендикулярные направлению распространения пучка. Кроме того, оптическая система, служащая для наблюдений, имеет конечную угловую апертуру.
Атомный пучок обычно создается с помощью вакуумной печи, снабженной рядом диафрагм, ограничивающих распространение составляющих пучок атомов небольшим углом ср (рис. 10.26). Если атомы в пучке движутся со
OOOOQOOOOOO
Гис 10 2G Атомный п>чок
скоростью v, а оптическая система охватывает угол ф, то максимальная составляющая скорости вдоль направления наблюдения будет
Утах У Sin •
Если положить sin ср sin ф =0,1, то доплеровское уширение пе будет-превышать 1/10 уширения, соответствующего температуре печи.
§ 3]
ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА
271
К сожалению, чтобы устранить столкновения атомов в пучке, приходится работать при небольших упругостях пара. Возбуждение атомов происходит либо с помощью высокочастотного поля, либо в результате воздействия электронного пучка, создаваемого электронной пушкой. Направления распространения атомного и электронного пучков обычно перпендикулярны друг другу и направлению наблюдения.
Рис 10.27. Установка с атомным пучком: 1 —корпус, 2—перегородка, 3—источник атомов, 4— нагреватель, 5 — тигель, 6 — тепловой экран, 7 — юстировочный столик источника атомов, 3, 9— диски со щелями, 10 — электронная пушка, 11 — ловушка, 12, 13 — секторы для конденсации атомов» 14 — холодопровод, 15 — электрические вводы, 16 — термопара, 17 — траектории электронов.
Основной недостаток атомного пучка — относительно слабая яркость свечения. Однако современные конструкции позволяют проводить уверенную фотоэлектрическую регистрацию контуров узких спектральных линий. Одна из конструкций установки с атомным пучком представлена на рис. 10.27 [10.25].
Резонансная лампа. Наряду с различного рода источниками света, возбуждаемыми электрически, применяются источники света, возбуждаемые оптическим путем. К ним относится резонансная лампа, которая представляет собой небольшой стеклянный или кварцевый сосуд, заполненный парами исследуемого металла при низком давлении. При освещении сосуда светом газоразрядной лампы, содержащей пары того же металла, что и резо-напспая лампа, последняя роэмиттирует поглощенное резонансное излучение и другие линии с возбужденного уровня.
Резонансная лампа испускает узкие липии, соответствующие низким температурам. Особенно хорошо наблюдается в таких лампах резонансная линия ртути 2537 Л. Она ярко возбуждается уже при комнатных температурах. При небольшом повышении температуры в такой же установке можно наблюдать резонансные линии щелочных металлов.
272
ИСТОЧНИКИ СВЕТА
[Гл. X
Лазеры. В последнее десятилетие созданы источники света — лазеры, дающие в очень узком телесном угле (иногда менее 10~9 стерад) излучение высокой степени монохроматичности и огромной яркости. Ширина липии, излучаемой лазером, может быть существенно уже естественной ширины, рассматривавшейся ранее как предельная.
Основным условием получения лазерного эффекта является состояние излучающей среды, при котором создана так называемая инверсная заселенность уровней — концентрация атомов на верхнем (излучающем) уровне выше, чем на нижпем. Если это имеет место, то излучение с частотой, соответствующей переходу между этими уровнями, при прохождении через такую среду будет благодаря индуцированному излучению не ослабляться, а усиливаться. Этот эффект «отрицательного поглощения» был положен в основу создания лазеров.
Среда с инверсной заселенностью помещается между параллельными зеркалами, играющими роль резонатора. При достаточном коэффициенте усиления и малых энергетических потерях системы можно прийти к ситуации, при которой такой усилитель света превратится в генератор, излучающий до тех пор, пока будет поддерживаться достаточная инверсная заселенность, нарушаемая в процессе генерации.
Существует обширная литература, посвященная лазерам (см., например, [10.26—10.28]), поэтому мы не будем останавливаться на принципе их работы и устройства. Сейчас можно получить лазерное излучение в очень широком спектральном диапазоне — от вакуумного ультрафиолета до далекой инфракрасной области спектра.
Различают два основных типа лазеров — твердотельные и газовые. Среди твердотельных лазеров наиболее широко применяется рубиновый, в котором излучают ионы Сг3+ (к = 6943 А), и из стекла с примесью неодима (ион Nd3h, к = 1,06 мкм). Из многочисленных газовых лазеров (рис. 10.28) чаще всего применяются гелий-неоновые (к = 6328 А, 1,15 мкм и 3,39 мкм и аргоновые (Z = 4880 и 5145 А).
Создание инверсной заселенности в твердотельных лазерах осуществляется оптической накачкой — освещением мощными источниками света,
Рис 10 28. Основные элементы? гслпй-нсонового лазера: j — разрядная трубка, 2ts — зерна.на.
имеющими яркие липии или полосы в области спектра поглощения излучающего тела. В газовых лазерах инверсия, как правило, образуется при определенных условиях электрического разряда.
Твердотельные лазеры обычпо излучают довольно широкие спектральные линии. Линии газовых лазеров могут обладать исключительно малой шириной, иногда по поддающейся измерению обычными спектроскопическими методами. Такие лазеры благодаря практически полной монохроматичности особенно удобны для измерения инструментальных контуров приборов высокой разрешающей способности.
Газовые лазеры, как правило, являются стационарными источниками, твердотельные же обычно работают в импульсном режиме. Излучаемая световая энергия в единичном импульсе достигает тысяч джоулей, а мощности могут доходить до 1012 вт. Мощность стационарных гелий-неоновых и аргоновых лазеров обычно пе превышает 1 вт.
§ 3]	ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО СПЕКТРА	273
Огромные мощности, излучаемые импульсными твердотельными лазерами, позволили наблюдать ряд новых эффектов, возникающих при взаимодействии света с веществом. В первую очередь следует упомянуть генерацию гармоник, явление вынужденного комбинационного рассеяния и рассеяния Мандельштама — Бриллюэна. Оказалось также сравнительно легко наблюдать томсоновское рассеяние света па электронах плазмы. Наблюдались также явления стимулированной флуоресценции, возбуждение флуоресценции и ионизация в результате одновременного поглощения нескольких фотонов и, наконец, явление образования горячей плазмы при воздействии сфокусированных лазерных импульсов па различные газы и твердые мишени. Все это существенно расширило область применения спектроскопических исследований пе только в результате открытия ряда новых эффектов, но и благодаря существенному облегчению условий изучения уже известных явлений. Так, например, недавно разработанные лазеры на органических красителях с непрерывно перестраивающейся в достаточно широком интервале длиной волны излучения могут рассматриваться как совершенно новый тип монохроматора. Их можно применять для детальных исследований спектров поглощения [10.29].
ГЛАВА XI
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ВОЛИ
§ 1.	Нормали длин волн спектральных линий
Первичный эталон длин волн (нормаль первого порядка) При абсолютных измерениях длина волны измеряемой липии непосредственно сравнивалась с эталоном длины. В основе таких измерений лс/Кит способ, при котором одно из зеркал интерферометра Майкельсона перемещается на определенную длину />, при этом измеряется число полос Аг, на которое смещается интерференционная картина.
Очевидно, что длина волны X связана с числом полос соотношением
. 2L
Интерферометрические измерения длины волны красной линии кадмия, проведенные Фабри, Перо и Бенуа, дали величину X — (>438,4696-Ю-10 м в сухом воздухе, содержащем 0,03% СО2, при 15 С и 760 мм рт. ст. Воздух .при этих условиях называют стандартным.
Эти измерения долгое время лежали в основе всех последующих определений длин волн, которые сравнивались уже не с метром, а с длиной волны красной линии кадмия. Эта линия носила название нормали первого порядка.
В дальнейшем были проведены весьма тщательные сравнения длины волны этой линии с длиной волны оранжевой липии одного из изотопов криптона 86Kr (/. = 6057,8021(-10-10 м для вакуума), которая сейчас является новой основной единицей длины вместо старого эталона длины — метра [11.1]. Таким образом, но определению 1 м = 1 050 763,73 Хва11 86Кг. Для стандартного воздуха ХПО.)Л н6Кг — 6056,12525 А.
Решение о замене метра новым эталоном длины было принято XI Генеральной конференцией по мерам и весам в 1960 г. Это решение вызвано желанием иметь эталон длины, связанный не с неустойчивым образном, а с неизменной атомной константой.
Известно, что ширина и положение спектральной линии несколько зависят от условий разряда. Поэтому при измерениях длин волн нормалей необходимо строго стандартизировать условия возбуждении спектра.
Для возбуждения первичной нормали установлены следующие условия: газоразрядная лампа с горячим катодом, заполненная изотопом криптона 86Кг чистоты более 99?о. Лампа охлаждает до 63 К (тройная точка азота). Температура поверхности лампы определяется давление насыщенных паров криптона в ней. Диа.метр разрядного капилляра 2—4 мм при толщине стенки около 1 мм. Плотность разрядного тока 0,3 ±0,1 а!см?. Схема лампы приведена па рис. 11.1, а. По ВПИИМе разработана лампа несколько отличной конструкции (рис. 11.1, б), обладающая большей яркостью.
§ П
НОРМАЛИ ДЛИН ВОЛН СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
275
Линии 86 Кг не имеют сверхтонкой и изотонической структуры, а допле-
ровское уширение их сравнительно невелико, поэтому они выбраны в каче-
стве основной нормали.
По-видимому, для этого целесообразно выбрать какую-либо из линий в спектре 222Rn. Радон — наиболее тяжелый инертный газ, и его .линии обла
дают узким доплеровским контуром. Он одпоизотопен, так как является
продуктом а-распада 22eRa. Таким образом, линии 222Rn лишены изотопической, а также сверхтонкой структуры. Кроме того, взяв определенное количество радия, можно быстро получить постоянное количество радона, находящегося в вековом равновесии с радием. Это позволяет автоматически поддерживать постоянное давление рабочего газа в разрядной трубке. Некоторые трудности применения радона связаны с его радиоактивностью, а главное, с радиоактивностью радия.
Сейчас обсуждается также возможность применения в качестве эталона длины одной из линий, излучаемых газовым лазером.
Вторичные нормали. Вторичные нормали разделяются на два класса (А и Б). Нормали класса А получаются путем интерферометрического сравнения выбранных линий с первичной нормалью. В качестве нормалей этого класса взяты линии, принадлежав атомов 8вКг, 114Cd и 188IIg. Отобраны но четыре линии для каждого атома (табл. 11.1).
При выполнении указанных условий воспроизводимость определения линий 86Кг — 1 -10~4 A, ,88Hg — — (2—3)-10~4 А и 114Cd — --(3—4)-10-4А. Эти линии иптерферометрически сравнивались с первичной нормалью. Сравнения были проведены независимо в ряде лабораторий. Для иллюстрации того, насколько хорошо вы-
снектрам трех
полняются определения длин волн нормалей, приведены нормали класса А в спектре 188llg, измеренные в семи основных метрологических лабораториях СССР, США и Канады (табл. 11.2) [11.2 — 11.4].
В качестве вторичных
А	6)
Гис II I. Газоразрядная лампа Энюльгарла, рекомендованная Международным комитетом по мерам и весам (о), и лампа ВНИММ (б), служащие дли возбуждения спектра fteKj, ] — ламп.1 с ьриИтоном, 2—капилляр, з —накэ теплый катод, 4 - сосуд Дьюара с жидким а ютом, о — откачиваемая камера, в — термопара, 7 - - смотровое окно, 8 — подогревный катод, ч -- ци 1индричегкий анод, 10— конденсор, 11 —призма для вывода научения
нормалей класса А был изучен еще ряд лилий в спектре 8вКг и 114Cd.
Для рядовой спектроскопической работы достаточны нормали, позволяющие надежно измерять длины волн с точностью до 10~2 А. Такие нормали (класса Б) должны быть известны с точностью (1—2) -10'3 А. Ранее ими являлись линии железного спектра, возбуждаемые в дуге, которая образуется
1«*
276
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ВОЛН
[Гл. XI
Таблица 11.1
Вторичные нормали класса А
Элемент	Длина волны, А	Примечание
8GKr	6458,0720; 6422,8000; 5651,1286; 4503,6162	Линии получаются в тех жо условиях, что и первичная нормаль
19811g	5792,2683; 5771,1983; 5462,2705; 4359,5624	!98[Ig чистоты 98% возбуждается в бе.зэлектродной лампе при давлении аргона 0,5—1 мн рт. ст. Внутренний диаметр капилляра 5 .и.ч. температура 10 °C, объем 30 см3. Наблюдение ведется поперек капилляра
lued	6440,2480; 5087,2379; 4801,2521; 4679,4581	114Cd чистоты боле» 95%. Лампа с капилляром внутренним диамет-том 5 мм возбуждается высокочастотным разря (ом. Наблюдение ведется поперек капилляра
Таблица 11.2
Пормалп класса А в спектре 198IIg, измеренные в разных лабораториях
1	2	3	4	5	6	7
5792,26851	,..85	,. .85	,..83	,.,804	,..834	,..80
5771,19857	,..85	,. .85	,..82	,..81о	,..82э	,..81
5462,27065	,. .07	,..07	,..05	,..052	,..04в	,. .05
4359,5625	,.. 25	—	,..21	,..196	,..225	—
д;	б)
Рис. 11.2. Дуга Пфунда: а) разрез электродов, б) штатив.
между охлаждаемым железным стержнем, служащим анодом, и железным катодом в виде королька, лежащего на поверхности охлаждаемого медного электрода. Она называется дугой Пфунда (рис. 11.2). Дуга горит при напряжении сети НО—250 в и силе тока до 5 а; расстояние между электродами до 20 мм.
В настоящее время от этого источника для прецизионных измерений отказались, так как длины волн линий, излучаемых открытой дугой, не обладают достаточной стабильностью. Вместо дуги в качестве источника света применяется полый катод или лампа с галогенидами металлов, возбуждаемая
микроволновым генератором (лампа Меггерса, см. гл. X).
Длины волн ряда линий железа были изморены в трех лабораториях и показали расхождения, обычно не превышающие 5-10~4—1 ИО-3 А. Эти линии рекомендованы в качестве вторичных нормалей класса Б. Очень удобны также вторичные нормали, выбранные в спектре тория. Те и другие
$ 2]
ВЛИЯНИЕ РЕФРАКЦИИ ВОЗДУХА нА ИЗМЕРЕНИЯ ДЛИН ВОЛН
277
нормали приведены в табл. 11.3 и 11.4. Здесь отобраны линии, определенные в двух-трех лабораториях и давшие расхождение до 5-10-4 А.
Таблица 11.3
Длины волн нормалей класса Б в спектре железа, А. Длины волп приведены к вакууму [11.2, 11.3]
5617,2023 5588,3067 5457,1255 5436,0342 5431,2055
5372,9829 5285,0907
5283,2593 5268,0206
5234,3968
5217,7257 5206,0310 5173,0359 5170,3373 5168,9272
5135,1193 5111,8365 4921,8753 4872,6776 4529,8831
4467,8036 4462,9045 4428,5525 4416,3621 4377,1586
4326,9779 4316,2973 4309,1131 4300,4432 4283,6076
4272,9623 4261,6726 4217,3702 4203,2121 4072,8868
4006,3739 3957,7966 3904,0509 3873,5984 3814,0460
3796,0793 3744,4256 3734,3784 3688,5057 3571,1157
Таблица 11.4
Длины волн нормалей класса Б в спектре торин, А. Длины волн приведены к вакууму [11.5, 11.61. Для X <13000 А включены линии, расхождении длн которых доходят до 0,001—0,0015 А.
6664,1090 6595,7610 6593,3055 6492,5313 6459,0677
6263,1496 6208,9379 6193,6187
6184,3327 6153,6958
6050,7259 6008,7362 5976,7207 5975,3199 5887,3329
5854,3040 5805,7508 5726,9770 5708,6867
5641,3115
5616,8790 5588,5778
5580,9077 5549,7170
5540,8000
5500,7836 5418,9916 5409,1569 5388,1087 5328,4574
5259,8245 5232,6159 5178,4025 5116,4697 5003,4922
4941,0205 4921,1890 4896,3215 4866,8360 4864,5307
4842,1951 4809,4773 4705,3060 4687,5060 4669,4788
4664,5076 4596,7074 4494,5941 4483,4270 4459,2531
4404,1637 4392,3440 4383,0916 4367,1573 4332,0619
4319,6305 4308,3878
4293,0177 4258,6944 4236,6562
4216,0156 4194,1980 4179,2374 4166,9403 4133,9191
4128,5760 4109,5789 4101,4984 4095,9028 4037,1879
4013,6293 3995,6786 3968,5144 3906,2924 3829,4708
3819,7692 3814,1497 3804,1547 3782,0402 3772,4418
3743,9872 3720,4925 3702,0312 3683,5345 3643,2867
3633,8655 3623,8281 3616,1634 3613,4574 3599,1462
3593,8041
3585,1983 3568,2822 3552,4159 3545,0303
3519,4094 3512,1612 3434,9829 3422,1909 3413,9918
3406,5347 3397,7022 3393,0085 3386,5033 3381,8303
3375,9439 3359,5671 3352,1916 3338,8302 3331,4345
3326,0772 3325,7090 3305,1894 3288,7360 3170,2453
3155,2142 2920,6956 2888,6647 2761,2064 2651,3722
Для большинства работ, не требующих прецизионных измерений, можно по-прежнему применять дугу Пфунда и нормали длип волн, которые измерены для воздуха и приведены в литературе (см., например, [11.9, 11.10, 11.11, 11.12, 11.13]). Анализ современного положения вопроса о нормалях дан Эдленом [11.4].
§ 2.	Влияние рефракции воздуха на измерения длин волн
Связь между длинами волп в воздухе и в вакууме дается соотношением ^возл = ^	(11.1)
или
ДА/ = Хвак ^ВОзД ~	1) ^ВОЗД*	(11*^)
Здесь п — показатель преломления воздуха.
278
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ПОЛИ
1Гп XI
Наиболее точная формула для рефракции (п — 1) воздуха стандартного состава и при стандартных условиях дана Эдленом [11.7] (X в jhkxi):
(п-1).1О6-272,599 ++ £^318 _	(11,3)
лвак ^ваь
Зависимость рефракции воздуха от длины волны приведена на рис. 11.3. 11а том же рисунке приведены значения ДХ (прямая).
Измерения длин волн в условиях, отличных от стандартных. Как известно, показатель преломления воздуха зависит от температуры, давления и состава. Поэтому при измерении длин волн в условиях, отличных от стандартных, приходится вводить соответствующие поправки.
Поправку к показателю преломления для нестандартного состава и условий можно вычислить но формуле 111.8]
1 -lo,OO348 (£—15) ’	(И-4)
где
с= (0,9845+ 5’752'10~И ) (/ — 15) +
'	^вак '
+ (0,3588 + ++Ц (р - 700) - (0,052 - -Ц+Ц / т '	лвак '	'	лвак '
I / Л ГМ / Г I 1,1’10
+ \0,014о-|----р----1 (к — 3).
'	лвак '
Здесь X в см, t — температура в СС, р — давление в лл рт. ст., к — содержание СО2 в сотых долях процента, / — абсолютная влажность в мм рт. ст.
При обычных измерениях длина волны исследуемой линии сравнивается с длинами волн близко расположенных нормалей. Если спектр нормалей
и исследуемый спектр получены одновременно при строго одинаковых условиях, то следует учитывать лишь изменение величины п (k)/n (Х1:орм) но отношению к этой же величине при стандартных условиях, т. е. умножить полученную длину волны иа множитель
в (Х)/п (k1IOpM)
Z-—рт-.—ту-2—Г.	(И.а)
Л0 (А'НОрм)
Здесь X — определяемая длина волны, Х110рч — длина волны нормали. Индекс «нуль» от
носится к стандартным усло-гш li ч зависимость рефраьции воздуха и величи- виям. Соответствующие поправ-ны ДХ от длины волны	ки могут быть ВЬ1ЧИСЛСНЫ по
формуле (11.4). Поправки эти обычно не превышают 1—2 тысячных долей ангстрема, если нормаль удалена
от измеряемой линии меньше, чем на несколько сотен ангстрем, а температура и давление в лаборатории лежат в пределах 10—35 °C и 700—780 ,о рт. ст. Если сравниваются длины волн линий, отстоящих дальше по спектру, поправки могут достигать сотых долей ангстрема. Такой случай может быть при сравнении линий, налагающихся в разных порядках дифракцион
ных спектров.
§ 3]	ФОТОГРАФИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ Д.ЧЛИ волн	279
Гораздо существенней погрешности измерений, вызванные рефракцией воздуха, когда спектр нормалей получают в условиях, отличных от условий получения исследуемого спектра. В этом случае, кроме уже рассмотренной поправки, полученные длины волп следует умножить на множитель.
, П" Д1П>рм) Z - —гл----г- .
fl гчюрм?
Здесь п" — показатель преломления воздуха при получении исследуемого спектра, п — при получении спектра нормалей. Поправки, определяемые множителем (11.0), вычисляют по формулам (И-3) и (11.4). Эти поправки могут быть очень значительны.
Как следует из формул (11.1) и (И.4), изменению температуры па 10 С при неизменном давлении соответствует смещение длины волны w 0,05 А в средней части спектра. Изменение давления па 10 мм рт. ст. при постоянной темпераюре приводит к смещению длины волны примерно па 0,02 А.
Поэтому общим правилом при .любых измерениях длин волп должно быть по возможности одновременное получение и исследуемого спектра и спектра нормалей. Если это по каким-либо причинам невозможно, то следует обе съемки проводить при строго контролируемых условиях, чтобы можно было внести соответствующие поправки.
§ 3.	Фотографические измерения длин волп
Спектр сравнения. В спектроскопической практике при измерениях длин волп чаще всего применяется фотографическая регистрация спектра. Для измерений пользуются относительным методом, интерполируя длины волн измеряемых линий между линиями спектра сравнения, содержащего нормали, либо другие липии с хорошо измерепнькми длинами волн. Чаще всею в качестве спектра сравнения служит дуговой спектр железа, для которого имеется ряд хороших атласов. Иногда пользуются спектром ртути, .меди, аргона, неона и других элементов.
Важно, чтобы спектр сравнения содержа.! достаточно большое число липий 11 интересующей пас области. Чем ближе липии, для которых ведутся измерения длин волн, к линиям сравнения, тем .легче и точнее можно вести измерения. Поэтому богатый линиями спектр железа применяется чаще всего. Еще лучше в этом отношении спектр тория.
Однако если применяется спектральный прибор с малой разрешающей способностью, то спектр железа, а тем более тория, на нем пе разрешается и приходится прибегать к менее богатым линиями спектрам.
Удобнее всего вести измерения, если дисперсия прибора постоянна, как это имеет место вб.чизи нормали к дифракционной решетке. В этом случае .можно пользоваться линейной интерполяцией. Однако чаще всего приборы выбираются по другим соображениям, вытекающим из характера исследования.
Для точных измерений оба спектра — измеряемый и сравнения — должны быть сфотографированы так. чтобы они частично или полностью накладывались. Для этой цели пользуются гартмаповской диафрагмой (см. рис. -1.11). которая устанавливается вплотную к щели стигматического прибора. Вырезы диафрагмы должны быть расположены так, чтобы фото-1рафируемые через разные ее отверстия спектры частично перекладывались (рис. 11.4. а), а пе имели бы промежутков (рис. 11.4, б). Если характер исследования позволяет, то удобно накладывать спектр сравнения на середину исследуемого (рис. 11.4, в). Иногда спектр сравнения фотографируют по обе стороны исследуемого спектра (рис. 11.4, г). Особенно существенно
280
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ВОЛИ
[Гл XI

Рис. 11.4. спектра спектра*
правильное взаимное расположение спектров в случаях, когда изображение щели имеет значительную кривизну. При этом существование промежутков между спектрами приводит к ошибкам в результатах измерений. Ошибка тем больше, чем больше кривизна щели.
Применение гартмановской диафрагмы возможно лишь в приборах, где удлинение линии, вызванное астигматизмом, мало по сравнению с высотой изображения отверстия гартмановской диафрагмы. Поэтому, вообще говоря, такой метод получения спектров сравнения непригоден для спектрографов с вогнутыми дифракционными решетками. Для получения спектров сравнения на астигматических спектрографах пользуются передвижными диафрагмами или заслонками, расположенными непосредственно перед фотослоем.
Чтобы избежать ошибок, связанных со случайными смещениями деталей спектрографа при перемещении заслонки или гартмановской диафрагмы, целесообразно снимать два спектра сравнения — до и после съемки исследуемого. Кроме того, гартмаповскую диафрагму можно установить вблизи щели спектрографа па отдельном держателе, механически пе связанном со щелью. Еще лучше при точных работах одновременно фотографировать оба спектра — исследуемый и сравнения. Это легко сделать, например, устанавливая перед щелью призму или зеркало для получения спектра сравнения. Если зеркало установлено не вплотную к щели, то обеспечивается необходимое перекрытие спектров.
Не менее важно для получения правильных результатов одинаково хорошее заполнение действующего отверстия спектрографа светом от обоих источников. Частичное заполнение действующего отверстия спектрографа часто дает асимметричный инструментальный контур, максимум которого смещен относительно максимума контура, полученного при полном заполнении отверстия. С этой точки зрения целесооб-
чтобы линии сравнения возбуждались в том же источнике, что и исследуемый спектр. Во всяком случае желательно, чтобы исследуемый источник содержал хотя бы небольшое количество линий с известными длинами волн. Промерив их но спектру сравнения, можно убедиться, что нет источников систематических ошибок.
Применение дифракционной решетки дает возможность использовать наложение спектров разных порядков для измерения длин волн. Этот прием особенно удобно применять в вакуумной ультрафиолетовой и инфракрасной областях спектра, где получение спектра сравнения часто связано со значительными трудностями.
Из известного соотношения (2.6) следует, что для двух длин волн и углы дифракции равны, если
- - ^.2^2, где kv и к2 — порядки спектров.
Таким образом, вблизи области спектра 4000 А в первом порядке располагается область 2000 А во втором порядке и 1300 А в третьем. Это дает возможность измерять длины волн линий в далеком ультрафиолете но их расстояниям от хорошо измеренных нормалей в спектре железа. Однако есть
6)
S)
Взаимное расположение сравнения и исследуемого а), в) и г) правильное, б) неправильное.
разно,
(И-7)
§ 3]	ФОТОГРАФИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИИ ДЛИН ВОЛН	281
указания на возможные небольшие отклонения от формулы (11.7), связанные с несовершенством решеток [3]. С этим следует считаться при точных измерениях. Следует также напомнить о необходимости учета рефракции воздуха (см. стр. 278), если налагающиеся спектры разных порядков получены в условиях, отличпых от стандартных.
Измерение длин волн по расстояниям па фотоэмульсии. Для определения длины волны неизвестной линии измеряют расстояния от нее до ближайших двух или трех линий в спектре сравнения и но интерполяционным формулам вычисляют длину волны.
В процессе химической обработки эмульсионный слой деформируется. Однако равномерная деформация не сказывается на точности измерений, так как в равной степени искажается и исследуемый спектр и спектр сравнения. В измерения вносит погрешности лишь неравномерность усадки эмульсии. Для фотографических пленок деформации более заметны, чем для пластинок. Поэтому все точные работы но измерению длин волн рекомендуется проводить с использованием пластинок. Для важных измерений не следует пользоваться краевыми участками пластинок, где эмульсия более неоднородна по толщине. Ошибки, связанные с неравномерностью деформации эмульсии, тем меньше, чем ближе измеряемые линии к линии сравнения.
К сожалению, в некоторых исследованиях приходится применять пленки из-за отсутствия пластинок с соответствующей эмульсией, или вследствие большой кривизны фокальной поверхности прибора. Насколько нам известно, специальных исследований о вносимых при этом ошибках проведено не было. Однако можно быть уверенным, что для измерения с точностью до 0,1 А с использованием спектра железа в качестве спектра сравнения деформация пленки заметных ошибок не внесет. При измерениях ,с точностью до 0,01 А это следует проверять в каждом конкретном случае, так как сорт пленки и режим ее обработки и сушки могут оказать решающее влияние, когда речь идет о микронных деформациях. Даже различное натяжение пленки в разных участках кассеты может, вероятно, вызвать недопустимо большие ошибки. Измерение контрольных линий с известной длиной волпы позволяет установить наличие систематических ошибок такого рода.
Линейная интерполяция. При постоянной линейной дисперсии прибора для определения длины волны линии достаточно измерить расстояние между двумя известными линиями и расстояние от одной из них до измеряемой линии.
Пусть в этих условиях отсчеты измерительного прибора при установке его на известные линии с длинами волн X, и Х2 будут соответственно nY и п2, отсчет прибора при установке на измеряемую линию Хж — пх.
Тогда из условия постоянства дисперсии следует
Х< Хж   —-Х2	। о,
п1— пх	nt — п2 ’	\	)
откуда
=	(11.9)
Так как дисперсия не бывает строго постоянной, а кроме того, нужпо уменьшить ошибки, связанные с неравномерностью усадки эмульсии, то интервал Х( — Х2 следует выбрать по возможности малым. Он должен быть таким, чтобы линия с длиной волпы Хж лежала внутри интервала Xt — Х2.
Линейной интерполяцией можно пользоваться не только в случае постоянной дисперсии, по и тогда, когда липии сравнения расположены настолько близко к измеряемой, что на участке Х[ — Х2 можно пренебречь изменением дисперсии.
Для оценки допустимой величины интервала Xj—Х2 можно пользоваться следующим очевидным правилом. Если па протяжении этого интервала
282
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ВОЛН
1ГЛ. XI
дисперсия изменяется иа К%, то величина максимальной ошибки для длины волны линии, лежащей внутри этого интервала, не превышает А °о от пего.
Таким образом, если X, — Х2 — Ю А и на протяжении 10 А дисперсия меняется па 2%, то максимальная ошибка в длине волны будет 0,2 А. Поскольку играет роль изменение дисперсии на половине интервала, то ошибка фактически составит не более 0,1 А.
Если линейной интерполяцией пользоваться нельзя, то применяют более сложные интерполяционные формулы.
Формула Гартмана. Для призменных приборов хорошие результаты дает формула Гартмана, описывающая линейную дисперсию прибора
х=’-«+-Д^-	(11.10)
В пес входят три константы п0, С и Ко, которые определяются измерением трех линий с известными X,, Х2 и Х3. Подставляя эти значения и соответствующие им отсчеты «j, п2 и п3 в формулу (11.10), получают систему уравнений, решение которой^дает
Х2 -Х3 п-i — п2
п0—^=^-(Х3-Х0), — Ад
С -= (Х3 —Хо) (п3 — п0).
(11.11)
Правильность решения проверяется подстановкой значений Пц п2 и п3 в (11.10), а так/Ке измерением одной-двух контрольных .линий с известными длинами волн.
Формула Гартмана, как всякая эмпирическая интерполяционная зависимость, пе дает возможности получить точные значения X, причем приближение тем хуже, чем больший спектральный интервал охватывает формула. Степень приближения зависит также от области спектра и материала призм. Величина интервала, па котором можно пользоваться интерполяционной формулой, зависит от требуемой точности определения длин волн. В качестве примера укажем, что для кварцевого спектрографа в интервале длин волн 2300—3200 А ошибки, определяемые интерполяционной формулой Гартмана, достигают 2 А [3].
Для выяснения, дает ли интерполяционная формула нужную точность, следует измерить и рассчитать по пей линии с известными длинами волн и провести анализ полученных ошибок.
Формула Гартмана дает лучшие результаты, если измеряемые линии лежат внутри интервалах!—Х3 и линия Х2 лежит примерно посредине между Xt и Х3. Если Х2 .лежит близко к Xj или к Х3, то сильно снижается точность определения констант формулы.
Интерполяция отрезком параболы. При получении спектра иа дифракционном приборе (пе у нормали к решетке) дисперсия меняется как 1/cos <р. Довольно большие участки этой функции хорошо аппроксимируются отрезком параболы. Для его определения, как и в предыдущем случае, нужно выбрать три известные липии Хр Х2, Х3. Они должны находиться примерно па одинаковом расстоянии друг от друга, а измеряемая линия должна располагаться внутри интервала Xt—Х3.
Уравнение аппроксимирующей параболы запишем в виде
X = Хо 4- Вп + Сп\	(11.12)
§ 4]
ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ИЗМЕРЕНИЯ
283
Измерив три реперные линии X,. Х2 и Х3, получаем систему грех линейных уравнений для определения Хо, В и С'.
X, = Хо '. Сп^, 5
Х2 ~ Хц-}- Вп2-, C/zj, |	(11.13)
Х3—Хо \-Вп-л I Сп}. J
Как и в случае гартмановской формулы, степень приближения, которую дает полученная парабола, зависит от того, насколько далеко от нормали к решетке лежит измеряемый участок спектра, и от величины интервала X, Х3.
Если точность интерполирующей формулы оказывается недостаточной, то нужно либо сократить охватываемый ею интервал, либо выбрать внутри данного интервала еще одну реперную линию и интерполирующую функцию написать в виде полинома третьей степени. По-видимому, все же удобнее выбрать дополнительные реперные .линии, уменьшить интервалы и внутри каждого из них пользоваться параболой.
§ 4. Измерительные приборы и техника измерения
Измерительные приборы. Для измерения расстояний между спектральными линиями служат измерительные микроскопы и компараторы. В измерительных микроскопах перемещение увеличивающей трубы или измеряемой спектрограммы осуществляется с помощью микрометрического винта.
Рш . II 5. Измори К'чьиый микроскоп МИГ-12»
Рис. 11.6. Компаратор ИЗЛ-2.
Величина перемещения отсчитывается по числу оборотов винта. Па рис. 11.5 показал измерительный микроскоп МИР-12. Измеряемая спектрограмма укрепляется па столике 7, микроскоп 2 перемещается при вращении головки винта 3. Полное число оборотов отсчитывается по шкале 4. Сотые доли миллиметров отсчитываются на головке винта. Точность измерений » 0.01 мм.
В компараторе для измерения расстояний используется прецизионная шка ia, располагаемая ла том же столике, что и спектрограмма. Компаратор Аббе имеет микроскоп с переменным увеличением для рассматривания спектрограммы и другой микроскоп с постоянным увеличением для рассматривания шкалы. 11а рис. 11.6 показан наиболее распространенный у пас прибор 113Л-2. Его шкала длиной 150 мм нанесена на стекло. Цепа одного деления
284
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ВОЛН
[Гл. XI
шкалы 0,1 мм. К каждому прибору прилагается таблица поправок к шкале. Для внесения температурных поправок вблизи шкалы расположен термометр. Столик, несущий шкалу и спек-
трограмму, грубо перемещается вручную. Тонкие перемещения делаются микрометрическим винтом, который, однако, по несет измерительных функций. Миллиметры и десятые доли миллиметра отсчитываются непосредственно по шкало, сотые и тысячные — с помощью окулярного микрометра, которым снабжен микроскоп шкалы. С помощью такого прибора можно измерять расстояния между линиями с точностью 1—2 мкм.
Иногда для измерений длин волн пет необходимости в специальном измерительном приборе. Если с помощью спектропроектора получить на экране изображение спектра, увеличенное в 15—20 раз, то
для измерения расстояния между
Рис. И 7. Спептропрооктор SP-2 (Zeiss).	ЛИНИЯМИ ДОСТЯТОЧНО хорошей МИЛ-
лиметровой шкалы. При этом можно измерять только близко расположенные линии. Максимальное расстояние определяется полем зрения спектропроектора и составляет 10—20 .о.
Рис 118 Внешний вид и оптическая схема двойного спектропроектора ДСП-1: Pi и Р2 —фотопластинки, Э — экран.
Следует проверять, не вносит ли дисторсия объектива сильных масштабных искажений. Па рис. 11.7 показал внешний вид спектропроектора SP-2 (Zeiss).
§ 4]	ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ИЗМЕРЕНИЯ.	285
Иногда достаточно точной оказывается визуальная интерполяция длины волпы измеряемой линии между ближайшими к ней реперами. Пользуясь спектром железа в качестве спектра сравнения, в большинстве случаев можно таким образом определять длины волн с точностью 0,1—0,3 А, обычно достаточной для задач, связанных с идентификацией спектральных линий. Для таких измерений пригодна и лупа с измерительной шкалой, однако для длительной работы лучше пользоваться снектропроектором. Известные удобства предоставляет двойной спектропроектор, в котором можно совместить изображения спектров, полученных на двух разных спектрограммах, даже если масштабы этих спектрограмм несколько различны (рис. 11.8).
При большом объеме измерительной работы целесообразно применять автоматические компараторы. Они не обеспечивают большей точности измерений, но позволяют относительно быстро измерять длины волн большого числа линий.
Установка и освещение спектрограммы. Спектрограмма должна быть установлена так, чтобы перемещение спектра в ноле зрения происходило в направлении дисперсии прибора. Этого добиваются, фиксируя горизонтальную пить или перекрестие нитей окуляра па концы спектральных линий или на белую горизонтальную линию в спектре, которая часто получается от пылинок на щели. Иногда полезно для специального получения такой липии укрепить на щели спектрографа тонкую нить, пересекающую щель вблизи середины. При перемещении столика компаратора крест нитей не должен смещаться с горизонтали, на которую он фиксирован. Поворотом спектрограммы на столико добиваются исчезновения заметных вертикальных сдвигов креста при переходе с левого па правый край спектрограммы.
При измерении спектрограмм, полученных на пленках, необходимо зажимать их между двумя стеклами или наклеивать прозрачным клеем па поверхность стекла. Пленка по всей поверхности должна прилегать к стеклу и между ней и стеклом не должно быть воздушных пузырей.
Вид спектрограммы и точность наведения микроскопа на линию в сильной степени зависят от освещения поля зрения. Лучшие результаты получаются при равномерном освещении диффузным светом. Слишком яркое или слишком слабое освещение ухудшают результаты.
Более плотные спектрограммы нуждаются в более ярком освещении. Свет от осветителя пе должен непосредственно падать в глаза наблюдателя. Удобнее всего употреблять для освещения лампу в 40—(И) впг в светонепроницаемом футляре с передней стенкой из молочного стекла. Желтый фильтр, дополнительно вставленный в осветитель, несколько повышает видимую контрастность картины и позволяет точнее измерять слабые линии.
Выбор увеличения. Существует некоторое оптимальное увеличение, при котором точность наведения на линию наибольшая. Чем уже и резче линия, тем большее увеличение выгодно брать. Наоборот, диффузные линии с размытыми краями и молекулярные полосы требуют малых увеличений. Часто приходится измерять спектры, в которых наряду с резкими линиями присутствуют и диффузные. Здесь приходится выбирать какое-то среднее увеличение, если мы пе хотим измерять отдельно резкие и отдельно диффузные липии.
Чересчур большие увеличения, когда становятся видными отдельные зерна эмульсии, брать невыгодно, так как глаз в этом случае плохо находит максимум плотности зерен, соответствующий середине спектральной линии. Удобные для работы увеличения лежат в пределах от 5 до 100. К сожалению, выпускаемый у нас компаратор ИЗА-2 не допускает изменения увеличения в таких широких пределах.
Уменьшение влияния зернистости. Слабые спектральные линии уже при сравнительно небольших увеличениях разбиваются па отдельные зерна.
28(5
ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИН ВОЛН
ГГл XI
При малом числе зерен более заметны флуктуации их числа. При микрофото-метрировании пластинки флуктуации усредняются вдоль участка линии, вырезаемой тцелыо микрофотомора.
Однако и при визуальных наблюдениях можно достичь аналогичного эффекта. Для этого известно два способа. 13 тридцатых годах 13. 1J. Линник предложил снабдить измерительный микроскоп качающимся объективом, который укреплен на горизонтальной оси, перпендикулярной направлению спектральных линий. Подшипники этой оси обладают малым трением, и достаточно слегка качнуть объектив, чтобы он совершал подобно маятнику колебательное, малозатухающее движение с небольшой амплитудой. Слабые линии при этом выглядят гораздо резче, и наводить на них нить микроскопа можно точнее. Однако это приспособление не нашло применения в промышленных приборах, а самостоятельная переделка микроскопа довольно трудна. Того же результата можно достичь, вводя астигматизм в оптическую систему обычного .микроскопа. Для этого можно сделать насадочную цилиндрическую линзу на объектив или окуляр. Может употребляться положительная или отрицательная линза с осью, расположенной вдоль дисперсии. Фокусное расстояние такой линзы выбирается так, чтобы перекрывались изображения точек па протяжении 0,1—0,3 мм спектральной линии. Больший астигматизм вводить невыгодно, так как чрезмерно размоются границы линий и возможно падение разрешающей способности, связанное с кривизной спектральных линий, а также с аберрациями простой цилиндрической линзы.
Для компаратора ИЗА-2 удобна объективная насадка в виде положительной цилиндрической линзы с фокусом 20—30 см.
Техника измерений. Для правильного измерения положения липни ее пеобхоимо располагать воспроизводимым образом относительно положения микроскопа.
Для этого в окуляре существует систо.ма нитей, с помощью которой осуществляется установка. В разных тинах микроскопов нити располагаются различно. Наиболее часто встречается система, изображенная на рис. 11.9. а.
Рис 11 9 Папрдоние шнии на системч окулярных нитей а) оь> iHpiiwo нити, б) установка узкой линии. в) установка широкой .шнии, г) установка .iniiiin поглощения
Опыт показывает, что узкая темная линия точнее устанавливается посредине между двумя нитями, че.м на середину одной из них. Поэтому установка осуществляется, как это изображено па рис. 11.9. б. в. Чем шире измеряемая линия, тем расстояние между окулярными нитями должно быть больше. Это позволяет легко устанавливать линию, оставляя с обеих сторон симметричные просветы. Линию поглощения удобно измерять, устанавливая одну из нитей на ее середину. Иногда удобно пользоваться крестом нитей, поставленным под углом 4э° к линиям (рис. 11.9, г). Линия (обычно линия поглощения) совмещается с центром креста.
При измерении линий с асимметричным контуром глаз обычно делает ошибку и визуальная установка осуществляется не на максимум линии, а с некоторым смещением в сторону более пологой части контура.
ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ИЗМЕРЕНИЯ
287
§ 41
Если вблизи измеряемой линии с одной стороны существует очень яркая линия, а с другой — „линии нет. то глаз склонен смещать положение максимума измеряемой линии.
Эти обстоятельства заставляют отдавать предпочтение фотоэлектрической методике, которая в значительной степени свободна от такою рода ошибок. Однако в лабораторной практике визуальные промеры спектрограмм пока практикуются гораздо шире.
Выбрав подходящее увеличение, нужно в первую очередь установить окуляр микроскопа так, чтобы видеть окулярные нити наиболее резко. После этого устанавливают какую-либо узкую спектральную линию посредине между нитями окуляра и. передвигая туб>с микроскопа вдоль оптической оси, добиваются наиболее резкого изображения спектральной липии. Если плоскости нитей и изображения линий пе совпадают, то при небольшом смещении глаза относительно окуляра пить будет смещаться относительно линии. Такое параллактическое смещение .легко устранить, изменяя фокусировку микроскопа.
Наблюдатели, страдающие пе очень большой близорукостью или дальнозоркостью, пе должны работать в очках — необходимая коррекция глаза достигается фокусировкой окуляра.
Измерения расстояний между линиями проводят, последовательно наводя микроскоп па измеряемые и реперпыс липии.
При работе с измерительным микроскопом нужно подводить микроскоп к линиям всегда с одной стороны, чтобы исключить ошибку мертвого хода винта. При работе с компаратором этого делаю, не нужно. Пройдя спектр в одном направлении, сбивают установку микроскопа и проводят измерения повторно в обратном направлении. При необходимости уменьшил ь случайную погрешность результата такую операцию повторяют 3—5 и более раз.
Пе следует вместо этого каждую линию измерять несколько раз подряд. Вблизи каждой линии ость пылинки и другие местные особенности спектрограммы. При повторных установках на одну линию глаз запоминает картину поля .зрения, и последующая установка невольно не является независимой от предыдущей. Koi да же мы повторяем установку после прохождения всего спектра, воспоминания о виденной картине стираются и все установки практически независимы друг от друга.
Минимальная погрешность, с которой можно измерить расстояние между линиями, определяется погрешностями шкалы и составляет « 1 лк.и. Практически этой точности добиться но удается, так как ширина спектральной липии обычно не менее 10 мкм и положение максимума удается определить с точностью до 2—3 jikjh. Для широких линий и полос ошибки измерений могут быть значительно больше. Такие линии и полосы следует измерять пе па компараторе, а па более простом измерительном микроскопе. Точность компаратора в этом случае реализовать но удается, а измерения с его помощью труднее и более длительны.
ГЛАВА XII
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
§ 1. Типы приемников излучения
Всю совокупность методов измерения энергии в спектре .можно разбить на классы, различающиеся но приемникам лучистой энергии. Наиболее старым методом является визуальный. Здесь приемником излучения служит глаз, а основным способом количественных измерений — визуальное уравнивание яркости двух фотометрических полей — стандартного и измеряемого. Одно из нолей при этом ослабляется с помощью фильтров или поляризационных приспособлений. Визуальные методы сейчас выходят из употребления. К их недостаткам относится ограниченность области спектра видимой частью, зависимость точности измерений от яркости нолей, области спектра, квалификации и физиологического состояния наблюдателя, отсутствие документального результата измерений в виде спектрограммы или регистро-граммы, по которым можно воспроизвести и проверить полученные результаты. Большая утомительность и вредность визуальных фотометрических измерений также, вероятно, привели к вытеснению их другими методами.
Пожалуй, наиболее распространен сейчас фотографический метод,в котором приемником излучения служит фотоэмульсия.
За последние годы быстро развиваются фотоэлектрические методы энергетических измерений. Чаще всего применяются приемники с внешним фотоэффектом — фотоэлементы и фотоумножители. Меньшее распространение получили фотосопротивления и фотоэлементы с запорным слоем. Главной областью применения последних является спектроскопия ближней инфракрасной области.
Недавно в практику спектральных исследований начали внедряться фотодиоды — фотоэлементы с запорным слоем, па которые подается напряжение от внешнего источника э.д.с. Благодаря высокой чувствительности фотодиодов, небольшим размерам, очень хорошим временным характеристикам и простоте эксплуатации эти приемники в близком будущем, вероятно, найдут более широкое применение в спектроскопии. Наряду с фотодиодами изготовляют фототриоды, или фототранзисторы, чувствительность которых вследствие внутреннего усиления фототока значительно выше чувствительности фотодиодов.
Все перечисленные приемники излучения обладают селективностью — их чувствительность в значительной степени зависит от длины волны падающего излучения.
Существуют также неселективные приемники, отклик которых зависит только от величины падающего на приемник потока энергии.
Основным приемником этого типа является термопара. Для устранения селективности и увеличения чувствительности поверхность термопары чернится и ее спай помещается в вакуум. Небольшие размеры термопар обеспечивают сравнительно малую инерционность (до 10~2 —10-3 сек).
S 2]
СВОЙСТВА ФОТОГРАФИЧЕСКИХ СЛОЕВ
289
Другим несслективпым приемником является термометр сопротивлений, или болометр, действие которого основано на изменении сопротивления слоя металла или полупроводника при нагревании падающим лучистым потоком.
Сравнительно низкие чувствительности и большая инерционность термопар и болометров ограничивают их применение задачами, в которых очень низкая селективность приемников является решающей. Они используются в первую очередь для энергетической калибровки спектральных приборов и ишмда для абсолютных энергетических измерений, а также для исследований областей спектра, в которых селективные приемники нечувствительны (инфракрасная область).
Следует упомянуть также приемники излучения, действие которых основано па расширении газа при нагревании (элемент Годен), а также на оптико-акустическом эффекте. Опи получили широкое распространение при измерениях в инфракрасной части спектра (см. (17—19]).
§ 2. Свойства фотографических слоев [8.9, 12.1, 12.2]
Плотность почернения фотослоя. Энергетические измерения в спектре с помощью фотографических слоев основаны па том, что под действием света и последующего проявления галоидное серебро в светочувствительном слое восстанавливается до металла. Количество восстановленного серебра является В мерой световой энергии, воздействовав-	,
шей на фотослой. Однако пепосред-	/1 I '
ственно измеряется не количество вое-	/ I |	|
становленного серебра, а связанная с	/1'1
ним плотность почернения фотослоя D,	/	1	I	1
которая определяется как 1g Фо/Ф. (Эту	/	'	i	।
величину иногда называют просто	/	[ i I
почернением.} Здесь Фо—световой по- ---------;----------1—~—1-------; „
ток, прошедший через не подверг-	3
шийся действию света участок проявленной фотопластинки ИЛИ фотопленки, Рис- 12 *• Характеристическая кривая, а Ф — поток от того же источника, прошедший через засвеченный участок той же площади. Величина почернения данного фотослоя зависит но только от экспозиции II = Et (Е — освещенность, t — время экспонирования), но и от характера освещения при фотографировании, способа проявления и последующей обработки фотослоя, а также и от способа измерения почернения.
Зависимость величины плотности почернения от освещенности фотослоя при заданном времени экспозиции пе может быть рассчитана и обычно представляется эмпирической кривой, называемой характеристической (рис. 12.1). Для разных эмульсий и разных условий эксперимента характеристические кривые существенно различаются, но общий их характер сохраняется. Область 1 называется областью недодержки, прямолинейный участок 2 — областью нормальных экспозиций, участок 3 — областью передержек, ниспадающая часть кривой 4 — областью соляризации. В спектроскопии соляризация иногда проявляется в том, что очень сильные спек тральные линии выглядят ложными дублетами — в центре линии благодаря соляризации почернение уменьшается. Чтобы отличить такую линию от истинного дублета, снимают спектрограмму с уменьшенной в 10—100 раз экспозицией. В случае дублета — останутся оба его компонента, а в случае соляризации — па дтесте дублета окажется одна линия. 19 А. Н. Зайдель и др
290
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Г.1. XII
Прямо линейная часть кривой может быть аппроксимирована уравнением
D = у 1g II + ].
(12.1)
Здесь у носит название фактора контрастности, j — инерция эмульсии.
Для большинства спектроскопических измерений выгодно иметь эмульсии большой контрастности. Действительно, из (12.1) следует
_ 9 3 Л0
“Я ' [у
(12.2)
Отсюда следует, что при постоянной погрешности измерении почернений ДО относительная погрешность энергетических измерений обратно пропорциональна фактору контрастности. Однако с ростом у уменьшается интервал освещенностей, в котором характеристическая кривая линейна
Рис. 12.2 Шпрота фотографической эмульсии.
(рис. 12.2). Интервал 1g II" —}gH , соответствующий границам прямолинейной части характеристической кривой, называется широтой эмульсии. Чем меньше широта, тем меньший интервал изменения экспозиций может быть охвачен. Иначе говоря, эмульсии с малой широтой могут служить для измерения относительной яркости линий лишь тогда, когда их яркости мало различаются между собой. При необходимости сравнивать яркие и слабые липии нужно выбирать эмульсии с большой широтой, хотя и малоконтрастныо.
Если построить характеристическую
кривую в виде зависимости плотности почернения от времени экспозиции t при постоянной освещенности, то можно видеть, что кривые D = Д (t) при Е = const и D = /2 (Z?) при t = = const не совпадут друг с другом. Отсюда следует, что по своему фотографическому действию изменение времени экспозиции неравносильно такому же изменению освещенности. Между тем для первичного фотохимического процесса имеет место закон Бунзена — Роско, согласно которому общее количество продуктов фотохимической реакции определяется только поглощенной световой энергией. Для случая фотографирования она зависит только от величины экспозиции Н = Et. Вследствие равноправности величин Е и t закон Бунзена — Роско называют обычно законом взаимозаместимости. При воздействии света^на фотографическую эмульсию протекает много вторичных процессов, кроме того, идет химическое взаимодействие слоя с проявителем и фиксажем. Поэтому для фотографических эмульсий наблюдаются отклонения от закона взаимозаместимости, иногда очень значительные. Для учета этих взаимодействий в конце 19-го века Шварцшильд предложил
эмпирическое уравнение
Z) = Y lg Et1 + j.
(12-3)
Здесь р — константа Шварцшильда, значение которой, как предполагалось, не зависит от экспозиции. Величина р для разных эмульсий лежит в пределах 0,7 <Zp <0,9. Уравнение (12.3) и сейчас, часто применяется, хотя позднейшие измерения показали, что при значительных изменениях времени экспозиции оно не согласуется с опытом.
Для более строгого описания фотографического действия света строят кривые зависимости экспозиции, необходимой для получения заданной плотности почернения, от освещенности пли от времени экспозиции. Такие эмпи
§ 2]
СВОЙСТВА ФОТОГРАФИЧЕСКИХ СЛОЕВ
291
lg t (сек)
Рис. 12 3. Типичные пзооилнп
выполняется, ио чувствитель-Расположение и
рические кривые, построенные в логарифмическом масштабе, т. е. lg Н — = ср! (lg Е) при D = const и lg Н = сро (lg t) при D = const, называются изоопаками.
При условии справедливости закона Бунзена — Роско изоопакщпред-ставляют собой прямые, параллельные оси абсцисс. Для реальных фотографических эмульсий типичный ход изоопак представлен на рис. 12.3.
Как видно из рисунка, при изменении времени экспозиции от 10~2 до 104 сек для достижения одного и того же фотографического эффекта экспозицию следует изменить в десятки раз.
Интересно отметить, что па изо-опаках существует две области при очень коротких (<10-5 сек) и средних выдержках (10-1—10~2 сек), в которых они параллельны оси абсцисс. В этих областях закон взаимозаместимости
ность фотоэмульсии оказывается существенно различной, форма изоопак, как и характеристических кривых, определяются свойствами фотографической эмульсии, условиями проявления, а также температурой фотослоя при экспонировании.
Вследствие отклонения от закона взаимозаместимости почернение фотослоя под действием прерывистого освещения зависит не только от интегральной экспозиции, но и от частоты повторения, скважности и формы световых импульсов. По мере увеличения частоты прерываний плотность почернения фотослоя падает (при той же экспозиции) вплоть до некоторой критической частоты. При дальнейшем увеличении частоты плотность почернения остается постоянной [8]. Поскольку многие источники, применяемые в спектроскопии, дают периодическое освещение, то с этим эффектом следует считаться.
Чувствительность фотографических слоев. В обычной сенситометрической практике существует ряд способов определения и измерения чувствительности фотографических слоев. По ГОСТу за меру чувствительности принимается величина, обратная экспозиции, вызывающей плотность почернения 0,2 над вуалью, т. е. S — 1//7Д_О12+рц. Здесь Z)o — плотность вуали, величина II выражена в люкс -сек.
Очевидно, что мерой чувствительности для спектроскопических измерений следует также выбирать величину, обратную экспозиции, вызывающей заданное почернение. Экспозицию выражают в зрг!см2, либо в числе квант па см2, либо в других энергетических единицах. Спектроскопическая чувствительность должна измеря гься не в белом, а в монохроматическом свете.
Вследствие значительных отклонений от закона взаимозаместимости такое определение чувствительности, вообще говоря, порочно. Изучение изоопак показывает, что эмульсия, имеющая большую чувствительность при коротких выдержках, может быть малочувствительной при больших и наоборот. Для продажных эмульсий оптимальное время экспозиции обычно около 0,01 сек. В практике спектроскопических исследований приходится пользоваться временем экспозиции от 10~10 сек (импульсные лазеры, скоростная спектроскопия) до многих часов (спектры комбинационного рассеяния и фотолюминесценции). Поэтому наиболее чувствительные пластинки для конкретной задачи приходится подбирать эмпирически, сравнивая чувствительности разных марок эмульсий в данных экспериментальных условиях. Обычно с уменьшением размеров зерен эмульсии падает и ее чувствительность.
19*
292
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл XII
По-видимому, удобной характеристикой чувствительности фотографической эмульсии является оо эквивалентный квантовый выход. Идеальный приемник, регистрирующий все падающие на него фотоны, по определению обладает квантовым выходом, равным единице. Ошибка, с которой идеальный приемник регистрирует энергию падающего па пего излучения, определяется числом фотонов и равна флуктуации этой величины 6N = ]/jV.
Понятие эквивалентного квантового выхода ц фотоэмульсии можно определить как число, показывающее, какая часть квантов, падающих па фотоэмульсию, необходима, чтобы, пользуясь идеальным приемником, получить ту же точность регистрации энергии. Па рис. 12.4 Ц2.3] показан ход кривой эквивалентного квантового выхода и характеристическая кривая для одной из типичных эмульсий. Для получения наибольшей точности измерений при
заданном энергетическом потоке целесообразно работать в области малых почернений, где величина эквивалентного кваптового выхода наибольшая. Пусть общее число используемых фотонов не ограничено, а используемая площадь эмульсии мала. При этом ошибка также может определяться статистическими флуктуациями числа зерен на фотометрируемой площади. В этих условиях выгодно работать в области почернений, при которых величина цА максимальна. График функции цА также дан па рис. 12.4.
В спектральной области, для которой эквивалентный квантовый
Рис. 12.4. Эквивалентный квантовый выход п и аффективное число фотонов nN как функция экспозиции. Для сравнения на том же графике построена характеристическая кривая.
выход максимален (X « 4000 А), ц « 0,01. Для разных сортов эмульсии величины эквивалентного квантового выхода различаются меньше, чем чувствительности. Разумеется, отклонение от закона взаимозаместимостп влияет па величину эквивалентного квантового выхода так же сильно, как и на чувствительность эмульсии.
В случаях, когда точность измерения энергии определяется флуктуационной ошибкой числа проявленных зерен, можно рекомендовать доводить плотность почернения фотослоя до 0,3—0,4, т. е. до области максимума эквивалентного кваптового выхода. Это обеспечит максимальную точность энергетических измерений. Если время, которое мы можем затратить па экспозицию, допускает получение существенно больших почернений, рационально использовать его па получение нескольких спектров, каждый из которых имеет плотности почернения, приблизительно соответствующую максимальному эквивалентному квантовому выходу. Это обеспечит большую точность измерений, чем получение одного спектра с увеличенной экспозицией.
По установившейся традиции часто стремятся достичь почернений, лежащих в области прямолинейной части характеристической кривой. Как следует из вышеизложенного, для измерения малых световых потоков это нецелесообразно. Переходить на прямолинейную часть характеристической кривой следует только, когда основную роль играют измерительные, а пе флуктуационные ошибки.
Существуют приемы, позволяющие несколько повысить чувствительность фотоматериалов. Для этого их перед экспонированием обрабатывают растворами аммиака или азотно-кислого серебра, парами ргути и другими реактивами. Этот прием называется гиперсенсибилизацией. В спектроскопической
§ 2]	СВОЙСТВА ФОТОГРАФИЧЕСКИХ СЛОЕВ	293
практике он почти никогда не применяется, по-видимому, из-за того, что для современных высокочувствительных эмульсий он мало эффективен и часто приводит к образованию вуали. Кроме того, дополнительная чувствительность, даваемая гиперсенсибилизацией, утрачивается через очень короткое время.
Некоторый выигрыш в чувствительности можно получить дополнительной засветкой фотоэмульсии посторонним источником света. При длительном экспонировании слабых спектров для повышения чувствительности необходимо предварительное (до съемки) кратковременное освещение эмульсии. Наоборот — при кратковременном экспонировании ярких спектров (скоростная спектроскопия) для повышения чувствительности небходимо длительное освещение слабым источником света после экспозиции.
Изменение чувствительности по слою. В разных участках фотослоя часто Ихмеет место неодинаковая чувствительность. Особенно это относится к краевым участкам пластинки или пленки. Это связано отчасти с тем, что у края пластинки фотослой может отличаться по толщине, а главным образом — с частичным восстановлением галоидного серебра нод действием атмосферы. Результатом этого воздействия является также краевая вуаль, которая появляется при длительном хранении фотоматериалов и может быть заметна на расстоянии до 1 см и более от края пластинки. Поэтому для фотометрических работ рекомендуется употреблять фотоматериалы, для которых не превышены рекомендованные сроки хранения. Сроки храпения очувствленных к красной и особенно к инфракрасной области спектра фотоэмульсий меньше, чем для несенсибилизированцых фотоматериалов. Для лучшей сохранности фотопластинок их следует хранить в холодильнике в герметически закрытых металлических или пластмассовых коробках для защиты от сырости и других атмосферных воздействий.
Даже свободные от краевой вуали фотослои могут давать разные почернения в далеко отстоящих участках, связанные с непостоянной толщиной слоя.
Изменение почернения, вызванное неравномерным поливом, иногда монотонно меняется от одного края к другому. Для пластинок «спектральные», тип I, II п III, коэффициент вариации почернения (в пересчете на освещенность), обусловленный макронеодпородностями, составляет 0,5—1%. Для пластинок типа УФШон доходит до 2%. Измерения сделаны при расстоянии между фотометрируемыми площадками 0,5 см и при почернениях « 1 [12.4]. Поэтому для уменьшения погрешности измерений следует сраипивать участки эмульсин, близкие друг к другу. В этом отношении выгодно использовать приборы с малой линейной дисперсией, где сравниваемые линии расположены па меньшем расстоянии друг от друга, чем в приборах с большой дисперсией.
Современные хорошие пластинки, предназначенные для спектральных исследований, пе дают заметных ошибок, связанных смакронеодпородностями эмульсин. Однако в обычных пластинках такого рода ошибки иногда вносят основной вклад в погрешность измерений. При ответственных работах необходимо проверять степень однородности фотоматериалов.
Спектральная чувствительность. Данные о чувствительности фотоматериалов относятся обычно к измерениям, сделанным с помощью белого света. При спектральных исследованиях всегда важно знать и зависимость чувствительности от длины волны.
Для обычных бромосеребряных эмульсий чувствительность ограничена со стороны коротких длин волн Z2000 А. Начиная с 2300 А сказывается поглощение света желатином фотослоя. Фотохимическая чувствительность бромистого серебра имеет длинноволновую границу вблизи 5500 А. Максимум чувствительности лежит около 4000А. Введение в эмульсию специальных красителей (сенсибилизаторов) позволяет расширить область чувствительности
294
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
фотоэмульсии до 11 000—12 000 А. На рис. 12.5 представлены кривые спектральной чувствительности для некоторых сортов отечественных пластинок, а на рис. 12.6 — данные о спектральной чувствительности эмульсий фирмы Истмэн — Кодак.
При отсутствии в распоряжении экспериментатора фотоматериалов, очувствленных к нужной спектральной области, возможна сенсибилизация
1 ис.,12.5. Кривые спектральной чувстпительности'некоторых отечественных фотопластинок: 1 — спектральные., тип J, г —.спектральные, тип II и III. 3 —несеисибилизированные. для научных целей; 4 — микро; 5 — панхром; в — инфрахром 780; 7 — ппфрахром 880.
обычных\несенсибилизированных пластинок путем купания их в растворах соотвстствующих'красителей (пинавердол, дицианип, кринтоциапин и др.).
Рис. 12.6 Спектральная классификация фотоматериалов фирмы Пстмоп-Кодак.
Рецептура и режим сенсибилизации содержатся в руководствах по фотографии [12.5]. Обычно их также указывает изготовитель соответствующего красителя. Действие красителей псаддитивно. поэтому по рекомендуется дополнительно очувствлять уже сенсибилизированные эмульсии.
В литературе отмечается, что качество фотоматериалов, сенсибилизированных в лабораторных условиях, хуже, чем при введении красителя в эмульсию при ее изготовлении.
§ 2
СВОЙСТВА ФОТОГРАФИЧЕСКИХ СЛОЕВ
295
Коэффициент контрастности у, как и чувствительность, зависит от дли-
ны волны. В зависимости от условий изготовления и проявления фотослоя
спектральный ход коэффициента контрастности может быть различным (рис. 12.7).
Изменения у вдоль спектра обычно относительно невелики и контрастность оказывается практически постоянной в гораздо более широкой области, чем чувствительность.
Зависимость плотности почернения от обработки слоя. Величина почернения зависит не только от воздействовавшей на эмульсию энергии, по и от химического состава проявителя, его температуры и времени проявления, а также в неболь
Рис. 12.7. Спектральные кривые коэффициента контрастности: 1 и 2 — низко-чувствительные материалы — изолан FF и фототехнические пластинки, 3 и 4 — высокочувствительные материалы — пластинки Изоорто и пленка Ультрарапид.
шой мерс — от способа фиксирования и сушки слоя. Недостаточное время проявления приводит к уменьшению величины почернения, а также к уменьшению коп-
трастности; слишком длительное прояв-
ление, в особенности при повышенной температуре, приводит к завышению почернений, которое сопровождается уменьшением контрастности. Различные
сорта проявителя приводят к различию в почернениях одинаково экспони
рованных слоев.
Обработка фотографических слоев изложена в специальных руководствах [12.2, 12.6J. При обработке спектрограмм, предназначеппых для точных количественных измерений, следует приме
6)
Рис. 12 8 Влияние условий перемешивания проявителя па равномерность проявления. Линии равной плотности равномерно и одинаково засвеченных фотостоев при проявлении без перемешивания (а) п с интенсивным перемешиванием (б) [81.
нять специальные меры предосторожности.
Для возможно более правильной передачи почернений необходимо интенсивно перемешивать проявитель, в особенности у поверхности проявляемого слоя. Для этого обычно рекомендуют покачивать кювету в процессе проявления. Однако это не обеспечивает достаточно хорошего перемешивания. Слой проявителя, прилегающий к эмульсии, лучше всего удалять мягкой плоской кистью (лучше всего резиновой), непрерывно проводя ею по эмульсии в течение процесса проявления. Насколько сильно искажаются почернения, если не применять этой процедуры, показано на рис. 12.8. После окончания мокрой обработки фотослоя необходимо удалить с поверхности эмульсии твердые частицы,
которые обычно оседают из растворов и воды. Для этого нужно слегка протереть слой под слабой струей воды комком мокрой ваты или просто пальцами. Особенно опасна пыль, попадающая па слой в процессе сушки. Поэтому слой лучше сушить быстро, обдувая его с помощью вентилятора струей слегка подогретогошо возможности обеспыленного воздуха (не расплавить слой!). Сушка пластинок при комнатной температуре в большом эксикаторе над серной кислотой полностью гарантирует от оседания иа них пыли.
Влияние характера изображения. В процессе проявления фотослоя происходит восстановление галоидпого серебра до металла, в результате чего восстанавливающее вещество проявителя окисляется. Проявитель
296
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
постепенно начинает действовать медленнее и в конце концов перестает действовать вообще.
Чем больше засвечен данный участок фотослоя, тем большее количество серебра в нем восстанавливается и интенсивнее расходуется проявитель. В процессе проявления замена окисленного проявителя новым происходит в результате перемешивания проявителя над слоем, а внутри слоя — благодаря процессам диффузии. Если па фотослое имеются рядом два участка изображения, соответствующие большой и малой экспозиции, то над участком с большой экспозицией проявитель будет расходоваться быстрее. Окисленный проявитель будет диффундировать по слою в зону изображения с малой
П
а)
Рис. 12 9 Влияние эффекта Эберхардта (б) и рассеяния света в эмульсин (в) па распределение почернения в изображении На рис. (а) показано распределение почернения в неискаженном изображении.
освещенностью и последняя будет проявляться медленнее. В результате вместо картины распределения почернения, представленной па рис. 12.9, а, мы будем наблюдать картину, изображенную на рис. 12.9, б.
Этот эффект носит имя Эберхардта. Ему противостоит процесс, действующий в обратном направлении — рассеяние света в эмульсии. Зерна бромистого серебра частично рассеивают свет. Свет, рассеяппый из сильно освещенной зоны изображения, может заметно увеличить освещенность в прилегающих частях слабо освещенной зоны. В результате этого картина распределения освещенности будет выглядеть, как на рис. 12.9, в.
Указанные эффекты особенно опасны, когда приходится измерять почернения слабых линий, расположенных вблизи сильных. Для исключения их влияния, помимо описанных выше предосторожностей при проявлении, желательно но возможности увеличивать линейную дисперсию прибора.
Количество рассеянного в эмульсии света зависит от структуры зереп эмульсии, се толщины и длины волны действующего света. Обычно его фотографическое действие сказывается па расстоянии 1—2 мм от края сильно освещенного участка. Разумеется, чем больше экспозиция на этом участке, тем дальше сказывается действие рассеиваемого им света.
Ореолы. Значительная часть энергии, прошедшей сквозь эмульсию, отражается от задней поверхности подложки. Особенно велик коэффициент отражения для рассеянного света, падающего па подложку под углами большими, чем угол полного внутреннего отражения. Отраженный свет создает ореолы вокруг сильных спектральных линий, показанные на рис. 12.10. Расстояние от липин до ореола определяется толщиной подложки и_ее показателем преломления. Для тонких пленок ореол практически накладывается на линию, несколько уширяя инструментальный контур. Часто пластинки имеют специальный противоореольный слой. Лучше всего, если поглощающий противоореольный слой красителя ввсдсп между эмульсией и подложкой. В процессе проявления и фиксирования этот краситель обес
§ 2]
СВОЙСТВА ФОТОГРАФИЧЕСКИХ СЛОЕВ
297
цвечивается. Если применяются пластинки, лишенные такого слоя, то последний наносится на заднюю поверхность стекла. Удовлетворительный результат дает мокрая черная бумага. Хорошо размоченный лист аккуратно прикладывается к стеклу так, чтобы менаду стеклом и бумагой не было пузырей воздуха. Подготовленная пла-
стинка должна сразу использоваться, так как при высыхании бумаги'оптический контакт между ней и стеклом нарушается.
Зернистость эмульсии. Различные сорта эмульсии содержат зерна разных размеров в пределах от нескольких сотых до десятитысячных долей миллиметра. Вследствие зернистости и вызванного ею рассеяния
Рис. 12.10. Ореолы вокруг сильных спектральных линий.
света в элтульсии разрешающая
способность фотографических слоев меняется от 20—30 до 3000—:>000 лин/мм. Как правило, более крупнозернистые слои являются и более чувствительными. Частично это связано с тем, что каждое восстановленное зерно бромистого серебра в мелкозернистой эмульсии обусловливает гораздо меньшее почернение слоя, чем в крупнозернистой. При равномерной засветке слоя только средняя величина почсрпения остается постоянной. С уменьшением площади, на которой измеряется почернение, увеличиваются флуктуации этой величины. Если число зерен серебра
Д. л - |V\i п Л к у на 1 см2 N, а па площадке Д5 оно W ДД У д/у __ N&S, то флуктуация этого числа
6 (Д2У) - J/W (12.4)
Рис. 12 11. Влияние зернистости ому ;ъ-сии при разной площади фотометрируе-мого участка па вид микрофотограммы (пластинка «Панхром»). AS для кривых 7, 2 и з соответственно 0,0025; 0,02 и 0,1 мм2.
Если считать в соответствии с [12.3], что почернение D пропорционально N, а его флуктуация &D пропорциональна флуктуации числа зерен, отнесенной к единичной площадке, т. с. &D « jAVAS/AS, то _ относительная погрешность измерения почернений будет
6/9	1
(12-5)
Это относится к случаю небольших почернений, когда можно пренебречь перекры-
ванием зерен. Измерения находятся в хорошем соответствии с этой грубой оценкой. Роль флуктуации почернения показана на рис. 12.11. Па нем приведены кривые хода почернений вблизи слабой спектральной линии, измеренные на участках различной площади.
Ошибкой, обусловленной флуктуациями распределения зерен, можно пренебречь, если инструментальная ошибка измерения почернений превосходит флуктуационную в несколько раз. Обычные приборы для измерения почернений позволяют измерять почсрпения с точностью до 0,01 или при D = 1 — около 1%. Флуктуационная ошибка незначительна, если измеряемая площадь больше 0,1 л«л«2. Такого рода соображения позволяют выбрать измеряемую площадь так, чтобы зернистость фотоэмульсии не вводила заметных ошибок в измеренное значение почернений.
Если точность измерений определяется зернистой структурой фотослоя, то погрешность измерения почернения зависит от произведения N/XS, т. е. от
298
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
1Гл. XII
полного числа восстановленных зерен серебра на фотометрируемой площадке. Это следует из формулы (12.5). Если считать это число пропорциональным полному числу квантов 2Уф, достигших фотослоя, то уменьшение фокусного расстояния камерного объектива спектрографа F2 не приведет к увеличению точности регистрации малого числа квантов, поскольку увеличение освещенности сопровождается соответствующим уменьшением площади изображения щели на фотослое. Таким образом, светосила спектрографа при регистрации малых световых энергий определяется не по освещенности, а по световому потоку, т. е. так же, как и светосила монохроматоров (см. формулу (3.49)).
В действительности соотношение NAS ~ пе выполняется. Поэтому если достигаемое почернение лежит в той области недодержек (рис. 12.4), где эквивалентный квантовый выход еще пе достиг максимума, выгодно увеличить почернение, уменьшив масштаб изображения щели. Разумеется это уменьшение пе должно приводить к излишне большим почернениям, при которых эквивалентный квантовый выход снова падает.
Вследствие рассеяния света в проявленном слое плотность почернения зависит от способа измерения. Действительно, свет диффузио рассеивающей поверхности будет ослаблен фотослоем только в результате поглощения зернами серебра, в то время как направленный пучок будет ослаблен как поглощением, так и рассеянием в слое.
Поэтому измерения в диффузном и направленном пучке, а также измерения при разной угловой апертуре измерительной оптики будут приводить к несколько отличающимся значениям D. Почернения также несколько зависят от спектральпого состава света, с помощью которого ведутся измерения, в частности, зерна серебра прозрачнее в синей области, чем в желтой. Поэтому измерения почернений с применением желтого или красного фильтра приведут к большим значениям £>, чем измерения в синем свете.
§ 3. Нанесение марок почернения
Построение характеристической кривой. Переход от измеренных значений почернений фотослоя к величине воздействовавшей на него за время экспозиции энергии может осуществляться только с помощью эмпирической градуировки эмульсии. Такая градуировка должна выполняться, вообще говоря, с соблюдением тех же условий, что и при воздействии измеряемого излучения, т. е. светом того же спектрального состава и с той же длительностью экспозиции. Для этого на эмульсию наносятся так называемые марки почернений (иногда их называют марки интенсивности). Лучше всего их наносить одновременно с получением спектра исследуемого источника, пользуясь светом этого же источника. В случаях, когда это невозможно, марки можно наносить светом другого источника (до или после получения исследуемого спектра).
При калибровке эмульсии отдельные участки освещаются так, чтобы при переходе от одного участка к другому освещенность менялась в известное число раз. Имея достаточное число таких участков и измерив почернение на пих, можно построить эмпирическую зависимость D = / (Е). При этом освещенность одного из^участков полагается равной единице. Таким образом, вся кривая строится в условных единицах.
Ступенчатый ослабитель. Чаще всего марки почернений наносятся с помощью ступенчатого ослабителя. Оп состоит из ряда полупрозрачных слоев с разной степенью пропускания. Обычно это топкие слои платины пли алюминия, нанесенные па стеклянную или кварцевую подложку. Д 1Я защиты от повреждений слой закрыт такой же прозрачной пластинкой (рис. 12.12).
§ 3]
НАНЕСЕНИЕ МАРОК ПОЧЕРНЕНИЯ
299
Обычно ступенчатый ослабитель состоит из 7—9 слоев, пропускание которых изменяется от 1 до 0,1. Иногда делают ослабители с соотношением пропускания крайних ступеней 100 и более. Число ступеней и их ширина зависят от стоящих фотометрических задач. Удобнее всего, когда ступенчатые ослабители нс обладают селективностью. Этому условию лучше всего
удовлетворяют платиновые слои, спектральные кривые пропускания которых были приведены на рис. 9.1.
При точных измерениях не следует особенно доверять паспортным данным о пропускании ступеней ослабителя — с течением времени оно может несколько измениться.
Рис. 12 12. Ступенчатый ослабитель.
Для получения марок почернения ослабитель обычно устанавливается в пепо-
средственпой близости от
щели спектрального прибора ги фотографируется спектр исследуемого или специально подобранного источника. Для получения падежных данных
необходимо, чтобы все ступепи^ослабителя освещались одинаково и свет от всех действующих участков щели одинаково заполнял оптику прибора (см.Чл. V). При этом получается'ряд спектров источника с известным соот-
Рис. 12.13. Искажающее влияние •света, отраженного от щели и прилегающей к пей поверхности ступенчатого ослабителя: 7 — щель, 2 — ступенчатый ослабитель.
ношением освещенностей в каждом спектре.
Иногда ослабитель устанавливается на значительном расстоянии от щели, и его изображение проектируется дополнительной линзой в плоскость щели. В последнее время этот способ применяется редко.
Ступенчатый ослабитель может устанавливаться перед щелью только при незначительном астигматизме. При этом границы раздела в изображении ступенек видны достаточно отчетливо. Для приборов с сильным астигматизмом установка ступенчатых ослабителей перед щелью невозможна. Некоторые приборы
с вогнутыми решетками спабжаются ступенчатыми ослабителями, устанавливаемыми непосредственно перед фотоэмульсией. Этот способ сложен, особенно если нужно нанести марки в большом спектральном интервале.
Необходимо иметь в виду возможный источник ошибок при применении ступенчатого ослабителя. В результате интерференции лучей света, отраженных от двух поверхностей ослабителя, могут образоваться интерференционные полосы, которые часто бывают хорошо видны при освещении щели спектрографа источником сплошного спектра. Если интерференционные полосы параллельны щели, а спектр линейчатый, то их вообще нельзя обна-
ружить. Наличие таких полос может исказить соотношение яркости измеряемых линий па несколько процентов. Поэтому каждый ослабитель для точных измерений необходимо исследовать с помощью источника сплошного спектра. Если даваемые им полосы заметно искажают почернения в спектре, то необходимо вносить соответствующие поправки. Небольшие изменения в положении ослабителя относительно щели могут заметно исказить интерференцион-
ную картипу.
Ошибки в измерении энергип может внести также свет, отраженный от передней поверхности ножей щели и от поверхности ослабителя (рис. 12.13).
300
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
Так как ступеньки последнего состоят из зеркального отражающего слоя, то энергия отраженного света может быть значительной и тем большей, чем меньше коэффициент пропускания ступеньки. Чтобы избежать искажений, обусловленных таким отражением, ложи щели следует чернить [12.7].
Изменение ширины щели. Если спектр, применяемый для панесепия марок почернения непрерывен, можно фотографировать серию спектров при последовательно изменяющейся ширине щели. При одинаковом времени экспозиции для всех спектров соотношение освещенностей в них равно соотношению ширин соответствующих щелей. Этот способ пригоден, если яркость источника света практически постоянна в течение всех экспозиций. Существенную ошибку могут вносить погрешности, связанные с измерением ширины щели. Они особенно велики при узких щелях. Поэтому пе следует устанавливать щель уже 0,05—0,1 мм. Это ограничивает диапазон изменения освещенностей, так как в большинстве приборов пельзя открыть щель шире 0,5 — 1 мм.
Вместо изменения ширины щели иногда применяют специальную ступенчатую щель, представляющую собой несколько коротких щелей различной ширины. Соотношение ширип отдельных ее ступенек тщательно измеряется
при изготовлении.
Ступенчатый сектор. Взамен ступенчатого ослабителя ипшда применяют ступенчатый сектор (рис. 12.14). Он устанавливается почти в плоскости щели,
так что ось его вращения пересекает продолжение щели. Разумеется, должны выполняться те же условия равномерного освещения, что и при применении ступенчатых ослабителей. Сектор вращается во время экспозиции, при этом получается ряд спектров. Почернения в них зависят от того, какому угловому вырезу сектора соответствует данный спектр. С количественными измерениями при применении сектора нужно быть очень осторожным. В отличие от ослабителя, дающего кривые D — fz(E'), с помощью сектора получают зависимость D — =	(Z), а функции /] и /2, как мы знаем, не
совпадают, причем {, (Z) соответствует прерывистому освещению.
Однако для некоторых задач применение сектора очень удобно. Главным ею достопп-селективности и возможность легко измерять
Рис 12.1'1. Ступенчатый логар ф-мпчеенпй сектор.
ством является отсутствие
сектор при исследовании перпо-
Рнс 12 15. Ступенчатая диафрагма.
соотношение времен экспозиций.
Особенно осторожно нужно применять дических источников света. В этом случае стробоскопический эффект может полностью исказить истинную картину.
Диафрагмы и другие способы нанесения марок почернения. Ранее применялись способы нанесения марок почернений с помощью различных апертурных диафрагм, устанавливаемых перед щелью, либо внутри спектрального прибора.
Ганзеном предложена ступенчатая диафрагма, проектируемая на щель сферо
цилиндрической оптикой (рис. 12.15). Диафрагма отображается так, что на щели резко проектируются границы раздела между се ступенями. В этом случае соотношение освещенностей в спектре равно отношению ширин
ИЗМЕРЕНИЕ ПОЧЕРНЕНИЙ
301
§ 41
вырезов диафрагмы. Закономерное изменепие освещенности вдоль спектральной линии достигается также введением диафрагмы между камерной липзой и фокальной поверхностью, либо между щелью и коллиматорной линзой. В настоящее время такие методы нанесения марок почти пе применяются, хотя очень малая спектральная селективность является их несомненным достоинством. Однако применение диафрагм требует хорошего воспроизведения и расчета условий заполнепия оптики прибора, что трудно сделать с нужной степенью точности.
Для нанесения марок иногда помещают в осветительную систему или внутрь спектрографа проволочные сетки с заданным коэффициентом пропускания, используют спектральные мультиплеты с известным соотношением яркостей или получают ряд спектров от «точечного» источника, удаленного на разные расстояния от щели. В последнем случае освещенность в спектре предполагается изменяющейся по закону обратных квадратов. Нужно, однако, следить, чтобы источник был достаточно мал по сравнению с расстоянием от него до щели, а также чтобы почернения пе искажались воздействием отраженного от стен лаборатории и рассеянного впе спектрографа света.
§ 4. Измерение почернений
Для измерения почернений в спектре применяются микрофотометры. Чаще всего используются регистрирующие микрофотометры, дающие непрерывную запись почернений в определенном участке спектра.
Некоторые типы микрофотометров позволяют проводить измерения лишь в отдельных точках фотопластинки. Такие измерения могут быть выполнены и на регистрирующих приборах.
Принципиальная схема регистрирующего микрофотометра показана на рис. 12.16. Фотография измеряемого спектра 1 освещается стабильным
Гис. 12.16. Принципиальная схема регистрирующего микрофотометра.
источником света 2 (лампа накаливания, питаемая от аккумулятора или стабилизирующего устройства) с помощью копденсорной системы 3. Освещенный участок спектра с большим увеличением проектируется оптической системой 4 в плоскость диафрагмы 5, вырезающей из всего изображения измеряемый участок фотоэмульсии. За диафрагмой помещен фотоэлектрический приемник 6, сигнал от которого подастся па записывающее устройство 7.
Для записи спектра осуществляется синхронное перемещение эмульсии в направлении дисперсии и бумажной ленты или фотопленки, на которой ведется запись почернений. Обычно по краям спектра записываются нсза-свеченныс участки эмульсии, от которых ведется отсчет почернений. Если фотоэлектрическая система микрофотометра линейна, то величина отброса п пропорциональна воздействующему световому потоку Ф. Приняв за единицу отброс, соответствующий незачерненному месту эмульсии, получаем 1g п — D. Таким образом, для перехода от ординат полученной кривой к почернениям необходимо логарифмировать значения отсчетов. Иногда эта операция выполняется в самом приборе, так что па выходе получаются непосредственно значения почернений. В некоторых случаях степень воздействия света на
302
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
фотографическую эмульсию характеризуют пе почернением, а другими функциями. папримср, пропусканием эмульсии Т = Ф/Фо. При линейности прибора, Т — n/nQ.
Иногда с целью представления характеристической кривой в виде прямой па большем участке, чем область нормальных почернений, вместо 1g п = = D применяют функцию W, определяемую уравнением
Некоторые микрофотометры имеют шкалы, по которым можно считывать значения Т или W. Следует подчеркнуть, что использование той пли иной характеристики воздействия света па фотографическую пластинку определяет удобство и скорость выполнения измерений, но в принципе не влияет на их точность. Поэтому чаще всего пользуются шкалой почернений.
Несколько особняком от описанных способов стоит прием, заключающийся в измерении ширины изображения спектральных линий. Чем ярче изображение спектральной липии, тем дальше оно распределяется от ее центра. В приборах с малой и средней дисперсией это уширение спектральной линии связано но со свойствами источника (спектральная ширина самой линии), а с рассеянием света фотографической эмульсией. Таким образом, область почернений вблизи линии оказывается тем шире, чем больше экспозиция. Предложен метод, позволяющий при небольшой переделке микрофотометра измерять эффективную ширину фотографического изображения линии и таким образом сравнивать яркости спектральных линий, сильно различающиеся между собой [12.8]. Однако широкого распространения он пе получил.
Мерой воздействия света па фотоэмульсию может также служить микрорельеф, образующийся на обработанной фотопластинке. Его легко наблюдать с помощью микроинтерферометра [12.9].
Микрофотометры. Наиболее широко распространены в Советском Союзе нерегистрирующий микрофотометр МФ-2 и регистрирующий МФ-4. Оптическая схема и конструкция главных узлов в обоих приборах одинакова. В ее
Рис. 12 17. Внешний вид (а) и оптическая схема (б) быстродействующего фотометра Г-11.
основу положена схема и конструкция быстродействующего фотометра Цейс-са Г-11. Па рис. 12.17 показан общий вид прибора и его оптическая схема.
Микрофотометр МФ-2 предназначен для измерения почернений спектральных линий и участков сплошного спектра. Он относится к наиболее простым однолучевым приборам такого рода.
ИЗМЕРЕНИЕ ПОЧЕРНЕНИЙ
303
§ 4]
Измеряемая пластинка укрепляется с помощью пружинных зажимов на столике 1 (рис. 12.17, а) эмульсией в сторону микрообъектива 2. Оп проектирует измеряемый участок спектра в плоскость экрана 3, за которым помещена измерительная щель. Ширина ее регулируется винтом 4. С помощью специальной диафрагмы можно регулировать и действующую высоту измерительной щели.
Источником света служит лампа накаливания 1 (рис. 12.17, б). Конденсор 2 освещает широкую щель 3, пожи которой сделаны из стеклянных пластинок зеленого цвета. С помощью поворотной призмы 4 и микрообъектива 5 щель резко проектируется в плоскость измеряемой эмульсии. Такое устройство позволяет получить на экрано хорошо видимый достаточно большой участок спектра. Количество рассеянного света, попадающего в измерительную щель, должно быть по возможности малым. Увеличение проектирующей системы может меняться в пределах 21 X —30 X. Для этого служат дополнительные липзы.
Свет от той же лампы используется и для освещения шкалы гальванометра 6. Конденсор 7 проектирует нить осветительной лампы на зеркало гальванометра 8. Отраженное изображение шкалы с помощью системы линз и поворотных призм и зеркал проектируется на отсчетный экран 9. Вращение зеркала гальванометра под'действисм тока от селенового фотоэлемента 10, на который проектируется линзой 11 изображение измерительной щели 12, вызывает перемещение изображения шкалы по экрану относительно неподвижного измерительного индекса.
При площади измеряемого участка 0,01 мм2 незачернепный участок пластинки даст отброс шкалы примерно на 1000 делений. Такого рода прибор очень удобен, когда нужно измерять почсрпения небольшого числа линий в спектре.
Модификация этого микрофотометра, предназначенная для непрерывной фотографической регистрации пропускания»фотоэмульсии, выпускается под маркой МФ-4. Оптическая и электричесая схемы МФ-4 и МФ-2 практически одинаковы. Столик с фотопластинкой медленно перемещается электромотором с редуктором. Стеклянная линейка связывает столик с кассетой, несущей фотопластинку. По ней перемещается световой зайчик от зеркала гальванометра.
Такая конструкция обеспечивает удовлетворительную синхронизацию движения измеряемой пластинки с фотопластинкой, а также измспепие в широких пределах соотношения скоростей их перемещений.
К сожалению, чувствительность приборов МФ-2 и МФ-4 недостаточна в случае измерения относительно больших почернений при малой фото-мстрируемой площадке (<0,01 л«л42).
Для повышения чувствитсльпостиссленовый фотоэлемент заменяется фотоумножителем, а фотографическая запись — записью пером на электронном потенциометре. Описание такого устройства содержится в работе [12.10]. Все однолучевые приборы требуют строгого постоянства источника света. Колебания его яркости являются основным источником ошибок.
Более совершенными являются двухлучевые приборы, например микрофотометр ИФО-451. Действие его основано на уравнивании двух световых потоков — прошедшего через измеряемое место фотоэмульсии и эталонного. Принципиальная схема прибора представлена на рис. 12.18, б. Свет от лампы пакаливапия 1 идет но двум путям: 1) через измеряемую спектрограмму 2, измерительную щель 3, ослабляющий клин 4 и модулятор 5 и 2) через щель сравнения 6 и модулятор. Диск модулятора вращается мотором 7, так что на фотоэлемент 8 падают попеременно пучки I, и I?. Если световые потоки в обеих ветвях равны, то освещенность фотокатода постоянна во времени и усилитель переменного тока 9, настроенный па частоту модуляции, не
304
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
реагирует на сигнал. Если же Ц Z,, то сигнал имеет переменную составляющую, которая усиливается и подается па сервомотор 10. Последний перемещает оптический^клин, пока потоки Ц и 12 не уравняются. Перо самописца связано непосредственно с клином и вычерчивает кривую отношения и /2-
Рис 12 18 Принципиальная сксма (б), внешний шц (а) микрофотометра ИФО-451.
Увеличение прибора при записи спектра может меняться от 1 : 1 до 300 : 1.
Скорость записи меняется от 25 до 200 мм/мин.
Прибор позволяет измерять оптические плотности от 0 до 2,5. Гарантированная точность измерений
ДО =0,01.
К сожалению, первые экземпляры этого прибора, выпущенные в 1969 г., обладают рядом дефектов, затрудняющих его эксплуатацию. Общий вид прибора показан на рис. 12.18, а.
Двухлучевой регистрирующий микрофотометр фирмы Джойс (Англия) обладает большой чувствительностью и высокой точностью (по данным фирмы — 1% от измеряемого почернения). Диапазон измерений для различных
ИЗМЕРЕНИЕ ПОЧЕРНЕНИЙ
305
§ 4]
вариантов прибора до 0—3 или до О -= 6. К прибору поставляется отдельно устройство, которое интегрирует площади под профилями почернения и показывает результаты на счетчике.
Микрофотометрирование. Для получения правильных результатов фотометрирования необходим ряд предосторожностей при измерении почернений. Показания микрофотометра, вообще говоря, всегда завышаются за счет рассеянного света освещающей лампы, проходявщго через измерительную щель прибора. Для уменьшения количества рассеянного света нужно, по возможности, сужать предварительную щель микрофотометра. При атом ширина ее изображения на экране должна быть больше, чем ширина измерительной щели. Последняя должна составлять не более 30—50% от ширины изображения измеряемой линии па экране. Для усреднения результатов щель спектрографа при фотографировании линейчатого спектра желательно расширить, насколько это позволяют условия съемки. Рабочая ширина щели спектрографа ограничена ростом почернения фона и наложением изображений мешающих линий на измеряемую. С другой стороны, выбор чересчур узкой щели спектрографа может привести к ошибкам, обусловленным кривизной линий — прямая измерительная щель может частично выйти за пределы изображения липии. Последнее обстоятельство также заставляет ограничивать высоту измеряемого участка спектральной линии. Обычно для фотометрирования выбирают ширину изображения спектральной линии (на фотографической пластинке) около 0,05 мм, высоту изображения мм. При этом площадь фотометрируемого участка эмульсии составляет около 0,05 мм2 и зернистость эмульсии практически пе сказывается на результатах измерений. Необходимость уменьшить фотометрируемую площадку в 5 — 10 раз изменяет условия так, что ошибка, обусловленная зернистостью, может стать определяющей.
При установке фотопластинки на столик микрофотометра изображение спектра должно быть резко сфокусировано на экране для всего измеряемого участка. Измеряемые линии должны быть установлены параллельно щели прибора, а перемещение пластинки должно происходить строго вдоль дисперсии прибора. Для контроля за этим при фотографировании спектра целесообразно натянуть поперек щели спектрографа нить. Она дает разрыв спектра, тянущийся вдоль дисперсии. Он хорошо служит для контроля за правильностью перемещения столика. Псе необходимые установки осуществляются соответствующими регулировочными винтами прибора, и обычно достаточен только визуальный контроль правильности установок.
Для визуального фотометрирования вывод на щель изображения линии осуществляется медленным вращением микрометрического винта, двигающего столик. Винт вращают до получения минимального отброса гальванометра для линии испускания (для линии поглощения — до максимального отброса).
Мелкие дефекты эмульсии и случайные флуктуации числа зерен приводят к различию между экстремальным отбросом и истинным значением почернения. С этой точки зрения регистрирующие приборы надежнее, так как на регистрограмме такого рода случайные выбросы легче обнаружить.
При измерении на регистрирующем приборе чересчур большая скорость записи спектра приводит к занижению максимумов и их смещению (аналогично с регистрирующими спектрометрами, см. гл. VII). Выбор правильной скорости легче всего сделать экспериментально, записывая участки спектра при двух скоростях, отличающихся в 1,5—2 раза. Если результаты обеих записей практически тождественны, то скоростных искажений нет. В противном случае скорость должна быть уменьшена, пока оба результата не станут одинаковыми.
20 а и Зайдель и др
306
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
§ 5. Фотографическая фотометрия
Монохромная фотометрия. В практике спектроскопических измерений различают две задачи существенно разпой степени трудности и решаемые соответственно с различной точностью. Если две сравниваемые линии (или два участка спектра) расположены настолько близко, что при переходе от одной линии к другой можно считать все свойства спектрального прибора и приемника излучения неизменными, то говорят о монохромной, или гомо-хромной, фотометрии. В противном случае говорят о гетерохромной фото
метрии.
Рис 12.19. Определение отношения яркостей двух линий по характеристической кривой, построенной по более яркой линии: Ti - Тб — пропускания ступенек ослабителя, Di —	—
почернения соответствующих участков изображения более сильной линии, Dx — почернение слабой линии в участке, соответствующем прозрачной ступеньке, х — относительная яркость слабой линии.
Спектральный интервал, на протяжении которого можно пользова-i ься простыми методами монохромной фотометрии, определяется желаемой точностью измерений и погрешностями всего измерительного тракта. Величина
этого интервала в сильной степени зависит от области спектра, в которой лежат исследуемые линии. Обычно, если — Х2 не превышает нескольких десятков ангстрем, .можно пользоваться монохром ной фотометрией. Однако в областях спектра, где чувствительность фотоэмульсии меняется быстро (в желто-зеленой или, для папхроматрических эмульсий, в красной), уже для интервала 10—20 Л иногда следует ввести поправку на различие в чувствительности эмульсии. С другой стороны, в ряде случаев и для интервала 100 А и более могут применяться методы монохромной фотометрии. Вопрос о допустимости этого в каждом случае должен решаться путем анализа ошибок измерений и необходимой точности результата.
Для фотографического сравнения
яркости двух линий, расположенных достаточно близко, поступают следующим образом. Строят характеристиче-
скую кривую фотоэмульсии, фотографируя спектр через ступенчатый ослабитель с соблюдением всех условий равномерного освещения щели, описанных в гл. V. Более яркую из двух сравниваемых линий используют для построения характеристической кривой (рис. 12.19). По измеренному значению почернения более слабой линии в участке, соответствующем прозрачной ступени ослабителя, по построенной кривой определяют яркость
второй линии по отношению к первой.
Несколько сложнее определять относительную яркость линий, строя характеристические кривые для каждой из них. Обе эти характеристические кривые должны быть одинаковы по форме, но сдвинуты по оси абсцисс. Их
параллельный ход может служить контролем применимости для данной пары линий метода монохромной фотометрии. Однако такой контроль не является
достаточным — различия в чувствительности могут проявляться на меньшем интервале длин волн, чем различия в контрастности. Вид таких двух кривых показан на рис. 12.20. Соотношение яркостей определяется по расстоянию Д = 1g (В1/В2). Так как при этом результаты измерения усреднены по ряду точек характеристической кривой, то получаемая точность может оказаться несколько выше, чем при измерении по первому способу.
§ 51
ФОТОГРАФИЧЕСКАЯ ФОТОМЕТРИЯ
307
Обычно целесообразно щель спектрографа расширить настолько, чтобы инструментальный контур был существенно шире контура самой липии. При этом почернение вблизи максимума инструментального контура посто-
янно и измерение яркости позволяет получить величины, пропорциональные интегральной яркости В\ спектральной линии. Если линия широка по сравпениЮ| с инструментальным контуром, то ее можно рассматривать как участок сплошного спектра. Для измерения распределения в нем энергии нужно измерить почернения для ряда соседних участков и по полученным величинам определить значения спектральных яркостей Ь%. Суммируя их, находим
Вх= j
М	k
Рис. 12.20. Определение отношения яркостей двух линий по расстоянию ve/кду двумя характеристическими кривыми
Измерение по отдельным точкам часто приходится делать при исследовании распределения энергии в крыльях линии, которые простираются иногда достаточно далеко от ее центра.
Учет фона. Обычно липии видны на фоне сплошного спектра источника. В этом случае для измерения относительных яркостей необходимо учитывать фон. Для этого после построения кривой почернения измеряют почернение фона справа и слева от каждой из линий. Берут среднее значение и по характеристической кривой определяют яркость фона под линией в условных единицах. Затем в тех же единицах измеряют яркость фона совместно с линией. Из нее вычитают яркость фона и получают яркость линии. Так же поступают для второй липии и берут отношение полученных яркостей.
Описанный метод исключения фона, строго говоря, пе является безупречным. Он правилен, если линии и фон излучаются источником одновременно. Однако это пе всегда имеет место. Например, в дуге постоянного тока, в которую методом вдувания вводится небольшое количество примеси, линии примеси излучаются отдельными вспышками, а фоп излучается непрерывно. Характеристические кривые для непрерывного и импульсного освещения различны и измерения фона и линии по одной характеристической кривой приводят, вообще говоря, к ошибочным результатам.
Операция учета фона вносит ошибки, которые тем больше, чем меньше яркость линии по отношению к фону. Если яркость линии превышает фон лишь на величину, сравнимую с погрешностями измерения фона, то проводить сколько-нибудь надежные сравнения яркости линий практически невозможно. Поэтому желательно, чтобы фон был по возможности мал.
Одним из путей уменьшения яркости сплошного фона относительно линий является увеличение практической разрешающей способности, например, увеличением дисперсии и уменьшением ширины щели прибора. Последнее иногда нежелательно, так как связано с уменьшением измеряемой площади, а следовательно, с ростом ошибки, обусловленной зернистостью эмульсии. Поэтому для повышения точности измерений следует применять приборы с большой дисперсией.
Особенно опасен фон, вызванный не сплошным спектром, а неразрешенными молекулярными полосами. Распределение энергии в нем может меняться достаточно резко. Измерения, проведенные в некотором удалении от линии, могут давать величину, существенно отличную от значения накладывающегося на линию фона.
20*
308
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
Все измерения фона необходимо проводить на таком расстоянии от линии, чтобы яркостью ее крыльев можно было бы заведомо пренебречь. Если по таким измерениям нельзя получить надежного значения фона под линией, то следует специально изучить распределение энергии в сплошном спектре источника (в отсутствие изучаемых линий), определить его яркость в месте нахождения линий и потом рассчитывать ее по измерению яркости фона достаточно далеко от линии.
Сравнение слабой и сильной линии. Ступенчатые ослабители в большинстве случаев позволяют сравнивать непосредственно яркости липий, отличающиеся на 1—2 порядка. В практике спектральных исследований иногда приходится этот интервал увеличивать в десятки и сотни раз.
Для сравнения яркости слабой и очень сильной линии наиболее целесообразно ослабить сильную линию в заданное число раз с тем, чтобы приблизить отношение их яркостей к единице. Ослабление достигается с помощью дополнительного поглощающего фильтра, установленного вблизи фокальной плоскости прибора. После фотометрического сравнения ослабленной и неослабленной линии отношение яркостей получается умножением результата на коэффициент пропускания примененного фильтра. Такой метод конструктивно пе всегда удобен. Приспособление для установки фильтра перед фокальной поверхностью обычно имеют лишь приборы с большим астигматизмом, для которых установка фильтра перед щелью невозможна.
Разумеется, для большинства спектрографов соответствующие крепления для фильтров могут быть сделаны без большого труда. Нужно, однако, следить, чтобы фильтр был расположен настолько близко к эмульсии, чтобы он частично пе перекрывал пучка, формирующего более слабую линию. Это может внести совершенно неучитываемые ошибки в результат.
Если источник света достаточно стационарен, проще фотографировать два спектра — один для получения слабой линии, другой с той же экспозицией, по ослабленный в необходимое число раз фильтром, помещенным между источником и щелью. В этом случае сравниваются яркости сильной и слабой линий в ослабленном и неослабленном спектрах.
Получение характеристических кривых при монохромной фотометрии. Если фотографировать исследуемый спектр через ступенчатый ослабитель трудно, например, вследствие малых размеров источника, то для построения характеристической кривой можно использовать спектр другого источника, содержащего исследуемые линии, либо источник другого спектрального состава, в частности, источник сплошного спектра. В последнем случае используется область спектра, расположенная посредине между сравниваемыми линиями.
Построение характеристической кривой не по спектру исследуемого источника применяется и в случаях, когда на одной фотопластинке располагается несколько исследуемых спектров и получение по каждому из них характеристической кривой чересчур трудоемко. При таком способе построения следует иметь в виду ряд обстоятельств, которые могут вызвать дополнительные ошибки: исследуемый и вспомогательный спектр должны излучаться с близкими временными характеристиками, иначе скажутся отступления от закона взаимозаместимости. Сравниваемые спектры должны быть близко расположены, чтобы меньше сказывались неравномерности полива эмульсии на результатах измерений. Ни один из спектров не должен располагаться ближе 1—2 см от края пластинки, иначе может сказываться действие краевой вуали.
При ответственных измерениях лучше получить несколько стандартных спектров, например, в центре, вверху и внизу пластинки. Если характеристические кривые, построенные по всем трем спектрам, будут совпадать в пределах случайных ошибок измерений, пользуются усредненной характеристической кривой.
§ 5]	ФОТОГРАФИЧЕСКАЯ ФОТОМЕТРИЯ	309
Для сравнепия двух близко расположенных участков сплошного спектра можно пользоваться теми же методами, что и для сравнения яркости двух линий. Следует только помнить, что освещенность в сплошном спектре обратно пропорциональна дисперсии прибора. Поэтому при измерениях на призменных приборах, дисперсия которых меняется быстро, нужно полученный результат умножать на отношение линейных дисперсий для двух сравниваемых областей.
Гетерохромная фотометрия. В случаях, когда сравниваемые липии отстоят далеко и нельзя пользоваться монохромной фотометрией, приходится учитывать зависимость свойств приемника излучения и спектрального прибора от длины волны. Одним из возможных путей учета этой зависимости является энергетическая калибровка всей регистрирующей системы с помощью стандартного спектра — спектра с известным распределением энергии. Такую калибровку выполнить трудно, кроме того, она меняется уже при замене одного сорта фотопластинок другим, с другой кривой спектральной чувствительности.
Существуют способы калибровки спектрографа и приемника излучения без применения стандартного спектра. Однако эти способы относительно сложны и дают меньшую точность. Они применяются для областей спектра, где отсутствуют источники с известным распределением энергий, в частности, для вакуумного ультрафиолета [20]. Для видимой и близкой ультрафиолетовой области применяется практически единственный способ гетерохромного фотометрирования с помощью стандартного спектра, сфотографированного на ту же пластинку и в тех же условиях, что и исследуемый. В качестве источника такого спектра обычно применяют ленточную лампу накаливания с известной цветовой температурой Тп. Распределение энергии в спектре такой лампы достаточно хорошо описывается функцией Плапка е (X, Т) [10.8].
Если сравниваются два участка сплошного спектра, соответствующие длинам волн и 12, то отношение их яркостей bKi/bK2 можно получить описанным ниже способом. Через ступенчатый ослабитель фотографируют спектр стандартного источника сплошного спектра, а без ослабителя — исследуемый спектр. Строят характеристические кривые для длин волп и Х2; по первой находят отношение яркостей в исследуемом и стандартном спектрах для Xj (к{ — Ь^/Ь^.ст), а по второй — то же отношение для Х2 (к2 = Ь^/^лг-сг)*)-Деля одно отношение на другое и учитывая, что для стандартного спектра известно, получаем
fc>,2	^2 \ еЛ2 / ст
Если стандартным спектром служит спектр абсолютно черного тела, то
fru   с Т)	f 1 9 7 \
ЬХ2 ~ *2 е(Х2, Т) •
Таким образом, гетерохромное фотометрическое сравнение двух участков сплошного спектра почти так же просто, как монохромное фотометри-рование. Однако точность гетерохромного фотометрирования гораздо ниже.
Погрешности измерений практически полностью задаются точностью, с которой известно распредслепие яркости в спектре стандартного источника. Чем дальше друг от друга отстоят сравниваемые участки спектра, тем большую роль играет эта ошибка.
*) Естественно, что фактически измеряется отношение освещенностей, которое дли данного случая равно отношению яркостей.
310
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
С помощью градуированных ламп накаливания можно проводить измерения, начиная с инфракрасной области примерно до 3000 А. Уже короче 4000 А следует применять лампу с кварцевым или увиолевым окном, иначе распределение энергии в коротковолновой части спектра будет искажено поглощением в стекле и его необходимо специально учитывать. Короче 3000 А можно применять в качестве стандартного источника специально сконструированную ртутную лампу с хорошо измеренным распределением энергии (см. гл. X). Можно использовать также водородную лампу, распределение энергии в сплошном спектре которой известно [10.9].
Для измерения относительной яркости двух далеко отстоящих линий используется стандартный источник сплошного спектра. По нему строятся две характеристические кривые для Xj и Х2. По этим кривым вычисляется отношение освещенностей I — Еят/Е,.т, создаваемых на пластинке линией и соответствующим участком сплошного спектра.
В соответствии с (3.64)
7 _ ^ЛИН 1 __	7 __ ^ЛИП 2 __	^Х2	/ л 9
1 2?ст 1 ^Ст	£ст 2 ^Ст 2^^2
Учитывая, что в соответствии с (3.47)
ДХ, IZ71 ^ф2
имеем
__ ^ст I wi	fl 2 д\
®Х2	^2 ^СТ 2 w2 Dyi
Таким образом, применение стандартного сплошного спектра позволяет полностью исключить различия в чувствительности приемника и светосиле спектрографа для сравниваемых областей, а различия в дисперсии и угловом увеличении можно достаточно легко и точно учесть.
Абсолютные измерения. Для получения абсолютных значений яркости источника в разных участках спектра необходимо измерить распределение энергии по длинам волн и абсолютную яркость хотя бы для одной точки.
Такие измерения можно проделать, либо точно зная все геометрические характеристики прибора и абсолютное значение чувствительности приемника, либо путем калибровки по источнику с известным абсолютным значением яркости.
В качестве источника стандартного спектра можно применить ленточную лампу с известным спектральным распределением энергии. Если мы знаем спектральную ширину щели прибора, то, построив характеристическую кривую для определенного участка спектра, можно градуировать установку в абсолютной мере, т. е. узнать величину почернения, создаваемую источником с известной спектральной яркостью. Потери света при отражении от окна лампы и в результате поглощения в окне должны быть учтены.
Абсолютная энергетическая калибровка установки может быть выполнена также с помощью источника известной яркости и неселективного приемника, чувствительность которого известна. Чаще всего для этого служат термопары, иногда болометры или пневматические приемники [19]. Такая калибровка позволяет перейти от почернений к абсолютному значению яркости источника. Этот же способ применяется и для других селективных приемников излучения, в частности фотоэлектрических. Применение неселективных приемников для прямых измерений, как правило, неудобно из-за их •относительно низкой чувствительности и довольно большой инерционности.
При всех энергетических измерениях с применением сплошного спектра условия его экспонирования должны быть тождественны или по крайней
§ 6]	ФОТОЭЛЕМЕНТЫ II СЧЕТЧИКИ ФОТОНОВ	311
мере близки к условиям экспонирования исследуемого спектра. Если последний, например, представляет собой газоразрядную трубку, питаемую переменным током, а сплошной спектр получается от лампы накаливания, то ее нужно снабдить обтюратором, дающим 100 прерываний в секунду с той же скважностью, что и у лампы переменного тока.
Точность энергетических измерений. Есть очень мало данных по систематическому изучению погрешностей фотографической фотометрии. В основном исследовался случай монохромного сравнения двух линий — задача типичная для спектрального анализа, измерения интенсивностей составляющих сверхтонкой и ротационной структуры и т. п.
Погрешность такого рода измерений определяется в основном ошибками, вносимыми фотографической пластинкой и микрофотометром. В лучшем случае суммарная погрешность не превышает 0,3—0,5%. Это обеспечивается очень тщательным анализом всех источников погрешностей, скрупулезным проведением всех деталей эксперимента, применением очень хороших пластинок, специально предназначенных для фотометрических работ. Чаще погрешность измерений составляет 1—5%, иногда и более.
Погрешность гетерохромной фотометрии оцепить по имеющимся данным трудно. По-видимому, она редко бывает менее 10%. Ошибка в 20—30% является обычной. Погрешность абсолютных измерений, вероятно, следует полагать равной 30—50%.
В отдельных случаях ошибки могут быть еще больше.
§ 6. Фотоэлементы и счетчики фотонов
При спектральных измерениях практически используются только два типа фотоэлектрических приемников — фотоэлементы с внешним фотоэффектом и фотоумножители. Большинство приборов оснащено фотоумножителями. В качестве вспомогательного приемника иногда применяются фотоэлементы с внутренним фотоэффектом, например, селеновые фотоэлементы в микрофотометрах. Фотоэлементы с внутренним фотоэффектом широко применяются для исследования инфракрасной области. Подробные сведения по этим вопросам изложены в литературе (см., например, [12.11, 10, 111).
Вакуумный фотоэлемент. Простейшим фотоэлектронным прибором является вакуумный фотоэлемент. Обычно он состоит из эвакуированной стеклянной колбы, на внутреннюю поверхность которой нанесен фоточувствитель-ный слой (фотокатод), и анода, расположенного в центре колбы. При освещении фоточувствительной поверхности светом с длиной волны, меньшей некоторого предельного значения Хо, из этой поверхности вырываются электроны (фотоэффект). Если между освещаемой поверхностью и анодом приложить некоторую разность потенциалов, то в цепи будет протекать фототок. Его сила служит мерой светового потока, падающего на катод.
Спектральные характеристики. Длина волны излучения Zo, соответствующая красной границе фотоэффекта, дается соотношением
Хо = —	(12.10)
Здесь ср — работа выхода электронов из катода в электрон-вольтах. Граница фотоэффекта связана с чисто поверхностными явлениями и поэтому зависит от степени чистоты поверхности и даже в некоторой степени от характера ее обработки. Зависимостью ср от состояния поверхности широко пользуются для смещения в длинноволновую сторону красной границы фотоэффекта. С этой целью изготавливаются сложные фотокатоды, поверхность которых соответственным образом обработана: покрыта топким слоем интерметаллических соединений, окислов и т. и.
312
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гч Х1Т
Т а >5 j к и а 12.1 Красная граница фотоэффекта для некоторых фотокатодов
Фотоьатод	Z.0, A	Фотокатод	Ao, A
14	2320	Cs	6400
Ag	2780	Sb—Cs	6200
Ni	2680	Bi —Ag —() —	8000
Mg	3450	— Cs	
Ba	4900	Ag--0 -Cs	12 000-15 000
Na	5250		
В табл. 12.1 приведены величины Хо для некоторых фотокатодов, из нее следует, что фотокатоды могут применяться от коротковолнового ультрафиолета до близкой инфракрасной области.
Для катодов с поверхностью сложного состава данные о красной границе менее определенны, поскольку поверхностные соединения могут в чрезвычайно широких пределах менять работу выхода при небольших изменениях состава и структуры. Четкая красная граница позволяет исключать рассеянный свет, лежащий в спектральной области длин волн, превышающих красную границу. Так, с помощью платинового или серебряного фотокатодов можно исследовать слабые ультрафиолетовые свечения в ярко освещенной лампами накаливания комнате, так как свет этих ламп практически пе содержит излучения с X <3000 А.
Чувствительность фотокатода. Величина фототока при достаточно высоком напряжении строго пропорциональна световому потоку, падающему На фотокатод. В этих условиях все фотоэлектроны, выбиваемые из катода, попадают на апод. Число их в единицу времени будет
(12.11)
Здесь ТУф — число падающих фотонов. Коэффициент пропорциональности ц носит название квантового выхода. Он характеризует чувствительность фотокатода. Квантовый выход в очень широких пределах пе зависит от освещенности фотокатода. В то же время т] несколько меняется при разной поляризации освещающего света.
На рис. 12.21 представлены кривые спектральной чувствительности катодов. Обычно они приводятся в координатах X, 5;., где S-f. — спектральная чувствительность, измеряемая в ма!вт. Величина и ц связаны соотношением
'\ фотон / Х(А)
Зависимость чувствительности от состояния поляризации иллюстрируется рис. 12.22.
Фотокатоды обладают большой селективностью, а также достаточно высоким квантовым выходом. Эффективно может быть использовано до БЗ падающих фотонов. Большим квантовым выходом, по сравнению с чистыми металлами, обладают сложные фотокатоды. Они обычно и применяются в фотоэлектрических приемниках излучения.
Как правило, по мере старения светочувствительного слоя его квантовый выход падает.
Вместо квантового выхода часто приводятся данные об интегральной, чувствительности фотокатода к белому свету, полученные при освещении фотокатода светом лампы накаливания с вольфрамовой нитью, раскаленной
§ 6]
ФОТОЭЛЕМЕНТЫ IT СЧЕТЧИКИ ФОТОНОВ
313
до 2850 °К. Измеряется интегральная чувствительность в режиме насыщения. Единицей измерения является мка/лм.
Фототок, даваемый фотоэлементом, обычно пе должен превышать 10-4 а, иначе наступает разрушение фотослоя. Существуют так называемые коаксиальные фотоэлементы (ФЭК), способные выдержать импульсные фототоки в несколько ампер.
Газонаполненные фотоэлементы и счетчики. При малых освещенностях фототок часто пе превышает 10-10 а. Для усиления таких слабых токов пользуются усилителями с большим коэффициентом усиления, а также принимают серьезные меры по повышению сопротивления изоляции между катодом
Рис 12 21. Спектральные характеристики фотокато-дов. 7 —серебряпокисдородно-цезисвый, 2 —сурь-мяно-цеэирцый, 3 — висмуте - серебряно-нисдородио-цезиевый, 4 —сурьмяно-мульти1це.-ючной.
Рис. 12 22. Спектральные характеристики Na — К катода при различной ориентации плоскости поляризации падающс!о света.
и анодом фотоэлемента, чтобы токи утечки и их колебания не мешали измерениям. Поэтому целесообразно объединение в одном приборе фоточувствитель-пого катода и усилителя фототоков. Решение этой задачи может осуществляться несколькими путями. Упомянем здесь газонаполненные фотоэлементы, где усиление происходит в результате ионизации газа, заполняющего фотоэлемент. Вследствие ряда недостатков газонаполненные фотоэлементы практически не применяются в спектроскопической практике.
Другая возможность газового усиления реализуется в газонаполненном счетчике фотонов. Он представляет собой обычный счетчик Гейгера, катод которого покрыт фоточувствительным слоем. Счетчик предназначен для измерения очень слабых свечений, когда число фотоэлектронов, возникающих в объеме счетчика, не превышает нескольких сотен в секунду. Регистрируются импульсы тока, возникающие в результате ионизации заполняющего газа при прохождении фотоэлектрона.
Измерения ведутся путем счета числа импульсов за определенное время. Попытки применения счетчиков фотонов для спектральных измерений делаются с 1916 г., однако до последнего времени широкого применения этот способ пе получил. Вероятно, это связано с тем, что по мере продвижения в длинноволновую область приходится выбирать фотокатоды с малой работой выхода, и это делает работу счетчиков неустойчивой из-за большого числа темновых саморазрядов.
314
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
§ 7. Фотоумножители
Вторичная электронная эмиссия. Для внутреннего усиления фототока в основном применяются фотоэлектронные умножители. Усиление в них происходит за счет вторичной электронной эмиссии. Ускоренный полем электрон, попадая на поверхность, заставляет ее эмиттировать электроны. Причем для ряда поверхностей количество выбиваемых фотоэлектронов больше количества падающих. Отношение числа выбитых электронов к числу падающих носит название коэффициента вторичной эмиссии а. Величина о зависит от энергии падающих электронов. Эта зависимость иллюстрируется кривыми рис. 12.23. Обычно а больше для сложных поверхностей и сплавов,
Рис. 12.23 Зависимость коэффициента вторичной емиссии от энергии падающих электронов.
чем для чистых металлов. Значения а могут превышать 10 и зависят от угла падения электронов на поверхность, температуры слоя, его толщины, а также от ряда других факторов. Но мере старения слоя о может меняться. Слои вторично-электронного эмиттера разрушаются при больших плотностях тока. Для некоторых слоев плотность тока до 1 MalcM1- является предельно допустимой.
Устройство фотоумножителей и их характеристики. Фотоумножитель состоит из светочувствительного катода
и ряда вторичных эмиттеров (динодов), расположенных так, чтобы наибольшее число фотоэлектронов, испущенных эмиттером, достигло следующего эмиттера. Эмиттеры изготавливаются из материала с большим коэффициентом вторичной эмиссии, а их
форма и расположение задаются выбранным способом фокусировки и ускорения электронов. И то и другое обычно осуществляется с помощью электростатического поля. Оно создается в результате приложения к каждому эмиттеру последовательно возрастающего положительного по-
тенциала. Иногда ДЛЯ фокуСИрОВКИ рис j? 24 Схема работы фотоумножителя: электронов применяется комбинация к — фотокатод, 31 — Э4 — диноды, А — анод, электрического и магнитного полей.
В последние годы этот метод фокусировки как более громоздкий исполь
зуется редко.
На рис. 12.24 приведена схема, поясняющая устройство и действие фотоумножителя.
В настоящее время отечественная промышленность выпускает около 50 типов фотоумножителей. Фотографии ряда фотоумножителей приведены па рис. 12.25. В табл. 12.2 даны основные характеристики фотоумножителей, применяемых при спектроскопических измерениях [11, 12.12].
Фотоумножители — очень сложные приборы, технология изготовления которых до сих пор недостаточно стандартизирована. Для одной и той же марки ФЭУ может иметь место значительный разброс характеристик —
§ 7]
ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
315
в первую очередь предельной чувствительности и темнового тока. Поэтому для решения задач, при которых требуется использовать максимальную чувствительность ФЭУ, приходится выбирать из партии в 10—15 штук лучший по параметрам прибор. Иногда такая отбраковка делается изготовителем, и нужно иметь в виду, что разница чувствительпостей между рядовым и отобранным ФЭУ может быть весьма существенной.
Коэффициент усиления. Коэффициент усиления одного каскада ФЭУ определяется коэффициентом вторичной электронной эмиссии <т и тем, какая часть а эмиттированных электронов достигает следующего эмиттера. Для
12.25. Фотоумножители: а) ФЭУ-31, б) ФЭУ-51, в) ФЭУ-18А, р) ФЭУ-22, б) ФЭУ-38, е) ФЭУ-12.
Рис
современных ФЭУ а = 0,7 -4- 0,9. Коэффициент усиления на один каскад составляет ао. Если ФЭУ содержит п эмиттеров и коэффициент усиления для всех одинаков, то общее усиление
к = (ао)п.	(12.13)
Величина о зависит от приложенного напряжения и, регулируя его, можно в широких пределах изменять усиление. Для оценки порядка величин, встречающихся в практике, положим о = 10, а = 0,8 и п = 10. Тогда к = 109. Это наибольшее значение к, обычно оно не превосходит 107—108.
Чувствительность Ф ЭУ. Чувствительность ФЭУ определяется как отношение выходного тока к световому потоку, падающему на фотокатод. Опа измеряется в амперах на люмен. Определенная таким образом чувствительность равна интегральной чувствительности фотокатода, умноженной на коэффициент усиления ФЭУ. Иногда ее называют анодной чувствительностью. Эта величина растет с ростом приложенного напряжения, как коэффициент усиления.
Наряду с анодной чувствительностью важной характеристикой ФЭУ является его пороговая чувствительность. Она определяется как наименьший световой поток, который может быть зарегистрирован ФЭУ. Пороговая чувствительность зависит от величины флуктуаций измеряемого фототока. Зарегистрировать отдельный световой сигнал, дающий фототок, существенно меньший, чем случайные колебания тока в цепи фотоумножителя, практически невозможно. Задача экспериментатора установить такие условия, в которых полезный сигнал был бы по крайней мере сравним по величине с шумами.
Если фотоумножитель не освещен, но к эмиттерам приложено напряжение, то в цепи ФЭУ будет наблюдаться темповой ток, являющийся результатом термоэмиссии электронов с фотокатода, а также утечек вследствие несовершенства изоляции между электродами ФЭУ. При освещении слабым светом в цепи ФЭУ появляется полезный сигнал, величина которого также
316
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл XII
Параметры
	ФЭУ-17А	ФЭУ-18А	ФЭУ-19А	ФЭУ-22	ФЭУ-27 (32)	ФЭУ-28	ФЭУ-31 А
Максимальный	48,5	48,5	48,5	48,5	30	34,5	22,5
диаметр, мм Максимальная	181	181	200	181	108	122	80
длина, мм Диаметр катода,	16x5	16x5	34	16 X 5	25	25	18
мм Область чувстви-	3000—	2000—	3000-	4000-	3000—	4000—	3000—
телытости, А	6000	6000	6000	10 000	8000	И 000	6000
Спектральный	3600—	3600-	3600—	6500—	4800-	7600—	3600—
максимум, А	4400	4400	4400	8500	5200	8400	44(10
Число каскадов	13	13	13	13	И	11	8
Чувствительность	30	30	25	15	50	25	50
фотокатода, мка!лм Порог чувстви-	1-10-12	1-10-12					5-10-12	7-10-и	7-10-12
тольпости, Стабильность ра-	3	3	3	3	3	3	3
боты за 6 ч, % Длительность	3	3	5—6	3	4	4	10—20
фронта импульсов, нсек Анодная чувстви-	10	10	100	10	1	1	1
тельпость, а/лм Напряжение ни-	750	750	1100	1400	1000	1250	750
танин, в Темповой ток, а	2-Ю-о	2-10-»	2-10-8	2-Ю-»	3-Ю-»	7-10-8	5-10-1»
подвержена статистическим флуктуациям. Последние связаны с дискретным характером фотоэффекта. Если катод эмиттирует Ne фотоэлектронов, то средняя квадратичная флуктуация этого числа будет
	67Ve VNC.
Относительная погрешность измерения величины N(_. в отсутствие шума
определяется как	X - угР •	<В * * * 12 *-14)
Отсюда, учитывая	(12.11), имеем 6A,t,	1 (12.15) 'v*	УшУц,	’
В действительности порог, определяемый статистикой фотоэлектронов,
пе может быть достигнут, так как па собственные флуктуации числа электро-
нов накладываются флуктуации от других источников. Часто основную роль
играют флуктуации термоэмиссии катода, а также первого эмиттера, кото-
рые усиливаются последующими. Флуктуациями темнового тока всех эмиттеров, кроме первого, можно пренебречь, так как общее усиление для них
в фотоумножителе существенно меньше. Флуктуации темнового тока, обус-
ловленные термоэмиссией катода, часто являются основным фактором, ограничивающим пороговую чувствительность фотоумножителя. Для их уменьшения существуют два пути.
§ 7]
ФОТОУМНОЖИТЕЛИ
317
Таблица 12.2
фото умножителей
ФЭУ-37	ФЭУ-38	ФЭУ-39А	ФЭУ-51	ФЭУ-62	ФЭУ-64	ФЭУ-С9	ФЭУ-7 9	ФЭУ-12
48,5	48,5	48,5	34	34,5	48,5	23	48,5	51,3
178	200	178	ПО	122	175	90	175	177
34	34	34	25	10	5	10	6	45
3000--	3000-	1600—	3000—	4000-	3000-	3000—	3000-	3000-
0000	8200	6000	8200	12 000	6000	8300	8300	7500
3600—	3600—	3600—	3600—	6500—	3600—	4000—	4000—	4800—
4400	4400	4400	4400	8500	4400	4400	4400	200
11	13	11	11	11	11	10	И	12
50	100	25	100	25	50	—	200	50
—	—	—	7-10-13	4-10-и	—	5-10-12	3-10-13	—
2,5	3	1,5	3	3	2,5	—	3	3
5—6	5-6	5—6	10—20	10-20	4—5	—	—	10
10	100	10	10	1	100	10	100	15
800	1800	1200	1300	1100	<150	1550	1500	1700
2.10-9	2-Ю-о	3-Ю-»	2-10-ю	2-10-8	1-10-9	3-Ю-»	3-Ю-»	8-10-7
1. Выходные щели спектральных приборов обычно имеют площадь не более 0,1—0,2 лглг2. Ток термоэмиссии фотокатода пропорционален его площади. Поэтому уменьшение площади фотокатода до размеров изображения щели и фокусировка последней на фотокатод приведут к существенному уменьшению темнового тока. Однако такой метод требует создания специальных ФЭУ, экспериментатору же приходится ограничиваться изготовляемыми промышленностью.
2. Другой способ — охлаждение фотокатода до температуры жидкого азота, либо твердой углекислоты. При этом термоэмиссия катода, экспоненциально зависящая от его температуры, падает очень быстро. Так, при охлаждении сурьмяно-цезиевого катода до температуры жидкого азота его термоэмиссия снижается в 10 000 раз, что соответствует увеличению пороговой чувствительности ФЭУ в У104 — 100 раз. Охлаждение ФЭУ целесообразно, только когда ток термоэмиссии /т больше фототока 1$. Иначе флуктуации темнового тока тонут во флуктуациях фототока и охлаждение ФЭУ лишено смысла. Это же относится и к уменьшению размеров катода, которое целесообразно лишь в тех случаях, когда ток тер.моэмиссии превышает фототок.
Флуктуации, которые связаны с дискретной природой света и электрического заряда, носят название дробового эффекта. Можно пайти выражение для средней квадратичной флуктуации напряжения пдр, обусловленной этим эффектом
п21Р = 2е/02?2А/.
(12.16)
318
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИ!! ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
Здесь /о — полный ток с поверхности катода, 10 = /т + /$, е — заряд электрона, R — сопротивление нагрузки, А/ — полоса частот, в которой проводится измерение. При измерении на переменном токе А/ — полоса пропускания усилителя, в случае постоянного тока А/ = 1/Z, где t — постоянная времени приемного устройства.
Это выражение справедливо для фотоэлемента. В ФЭУ флуктуации тока усиливаются так же, как фототок. В этом случае для ндр имеет место выражение
йдр = У2е10кЦ1-^В) B*bf.	(12.17)
Здесь (1 — В) — постоянная, определяемая конструктивными особенностями ФЭУ и лежащая в пределах 1.5 -4- 3, к — коэффициент усиления.
Для определения пороговой величины регистируемого потока Фпор рассмотрим величину ^ф “др
Здесь Цф — напряжение, обусловлепное измеряемым сигналом. Можно уверенно обнаруживать сигнал, если р 1. Условно примем, что пороговый сигнал ипор соответствует р = 1, и тогда
Мф = Мдр.
Очевидно, что
иф = !]А:/?Фпоре.	(12.18)
Положив /т /ф, из (12.17) и (12.18) получим
Фпор = ^]/•	(12.19)
Отсюда следует, что основными параметрами, определяющими пороговую чувствительность ФЭУ, являются квантовый выход фотокатода и величина темнового тока.
По-видимому, с помощью ФЭУ трудно обнаруживать, а тем более измерять световые потоки, меньшие 10~13 люмена, что соответствует в области максимальной чувствительности фотокатода пороговой чувствительности порядка нескольких сотен фотонов в секунду.
Примерные значения пороговых чувствительностей для разных типов ФЭУ были даны в табл. 12.2.
Не все элементы поверхности катода имеют одинаковую чувствительность. Это связано с различием свойств разных участков поверхности или с различным коэффициентом использования фотоэлекронов для разных точек катода.
На рис. 12.26 приведена зонная характеристика одного из ФЭУ. Резкие провалы чувствительности обусловлены проволочной сеткой, расположенной перед катодом. Таким образом, для достижения максимальной чувствительности нужно двигать ФЭУ, пока световое пятно не попадет на наиболее чувствительный участок фотокатода. Очень большие градиенты зонной чувствительности могут привести к заметному изменению фототока при не
8, у след.
О Ь 8	12	16	20
х,мм
Рис. 12 26 Зонная характеристика фотоумножителя.
§ 7]
ФОТОУМНОЖИТ1:. HI
319
больших случайных перемещениях светового пятна. Вся установка может стать излишне чувствительной к перемещениям и вибрациям. Во избежание этого иногда целесообразнее пожертвовать наивысшей чувствительностью и расфокусировать световой пучок так, чтобы он освещал значительную часть площади фотокатода.
Характеристики ФЭУ после включения немного меняются в течение нескольких часов. В литературе дается оценка стабильности рядовых ФЭУ в 2—2,5% за 6—8 ч работы [11]. Впрочем, отдельные экземпляры могут обладать лучшей стабильностью. В некоторых измерительных схемах приняты меры к автоматической компенсации изменения чувствительности.
Схемы включения фотоумножителей. На рис. 12.27 дана схема включения ФЭУ. Напряжение на его диноды подается с помощью делителя напряжения, который собирается из сопротивлений 0,1 — 1 Мом. Обычно все сопротивления одинаковы, но иногда последнее делается в два раза больше остальных, как это изображено на схеме. Источник питания должен давать достаточно стабильное напряжение 1 —2 кв при потребляемом токе до нескольких миллиампер. Обычно для этого применяют стабилизированные выпрямители типов ВС-22, ВС-23, Б1-14, Б1-15, Б1-16 и
ВСВ-2. Указанные приборы стабили-	Рис 12 27. Схема питании ФЭУ.
зировапы до 0,03%.
Па стабильность работы ФЭУ влияют, кроме неустойчивости питания, также внешние наводки, обусловленные электрическими и магнитными полями. Они могут рассеивать электроны и тем самым менять коэффициент усиления. Ввсилу малой инерции ФЭУ чувствителен не только к постоянным, по и к переменным, в том числе и высокочастотным полям. Поэтому при работе ФЭУ тщательно экранируют. Для этого умножитель обычно вместе с делителем напряжения помещается в металлический кожух (рис. 12.28) Кожух снабжен лишь отверстиями, необходимыми для прохода освещающего света и вывода проводов. Все провода проходят в тщательно экранированном кабеле и соединяются с ФЭУ с помощью разъемов. Кожух одновременно защищает ФЭУ от постороннего света и механических повреждений.
Для охлаждения ФЭУ весь прибор погружается в сосуд Дьюара с
жидким азотом или твердой углекислотой, либо охлаждается с помощью хладонровода — медного стержня, одним концом погруженного в жидкий азот, а другим — соединенного с толстым металлическим кольцом, охватывающим катодную часть ФЭУ.
Существуют фотоумножители, выполненные в виде сосуда Дьюара, на внутренние стопки которого нанесен фотокатод. Это наиболее удобный способ охлаждения. Промышленностью такие фотоумножители не изготовляются.
При охлаждении ФЭУ должны быть приняты все меры, чтобы влага не конденсировалась на колбе и электродах прибора. Поэтому если весь ФЭУ не погружается в сосуд Дьюара, то кожух должен быть герметизирован
Рис 12 28 Кожух фотоумножителя.
320
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
ГГл. XII
и содержать внутри осушитель. Измеряемый свет при этом удобнее всего вводить внутрь с помощью светопровода в виде стеклянного стержня, а еще лучше в виде жгута стеклянных волокон достаточной длины, чтобы наружная часть его заметно нс охлаждалась (достаточна длина 10—12 см).
Рис 12.29. Схемы охлаждения ФЭУ а) криостат с погружением фотоумножителя в сосуд Дьюара, б) схема с хладонроводом, в) разборный криосгат (7 — ФЭУ, 2 — сосуд Дьюара, з — кожух, 4 — х.та-донролод, 5 — шлиф, 6 — окошко).
На рис. 12.29 показаны примеры конструкции охлаждающего устройства.
Подробное изложение вопросов охлаждения приемников излучения см. [12.131.
§ 8. Измерение фототоков
Ток на выходе фотоэлементов и ФЭУ обычно недостаточен для непосредственного измерения и его приходится усиливать. Применяются усилители постоянного и переменного тока. Первые проще по схеме и пе требуют модуляции измеряемого потока. Усилители переменного тока несколько сложнее, но зато не обладают медленным дрейфом нуля, характерным для усилителей постоянного тока. Возможности их применения несколько шире. Вообще же использование того или иного способа определяется в большой мере опытом работы данной лаборатории и вкусами экспериментатора. Мы здесь приведем только блок-схемы основных измерительных устройств, отсылая читателя за подробностями к специальным руководствам [12.141.
Простейшая схема измерений — схема прямого отсчета — показана на рис. 12.30, а. При малых выходных токах обычно пользуются усилителями (рис. 12.30, б).
Широко распространены схемы, в которых фототок пе измеряется, а ослабляется до заданной величины, определяемой установкой индикатора. Ослабление осуществляется либо оптически, например с помощью нейтрального фильтра (рис. 12.30, в), либо электрически, изменением коэффициента усиления схемы.
Более точные результаты можно получить компенсационным методом, при котором сравниваются два фототока, полученные иногда от разных, иногда от одного и того же ФЭУ.
§ 8]
ИЗМЕРЕНИЕ ФОТОТОНОВ
321
Ж)
Рис. 12 .30 Схемы фотометров: а) прямого отсчета, б) прямого отсчета с усилителем, в) прямого отсчета с оптическим ос мбигелем, г) и д) простейшие схемы одновременного сопоставления дв\х сравниваемых потоков, е) и ж) схемы поочередного сопоставления двух сравниваемых потоков. У— усилитель, Г — гальванометр, Ф — фотоэлемент (или фотоумножитель), ИН — индикатор пуля, О - оптический!
клип, М — модулятор, ЭВ — электронный вольтметр, К — коммутатор
1/2 21 А. Н -Зайдель и др.
322
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
Простейшие схемы сравнения фототоков, полученных от двух разных приемников даиы, на рис. 12.30, г, д. В первом случае ослабление одного
из сравниваемых сигналов достигается онтическим путем, во втором — электрическим. Такого рода схемы исключают ошибки, связанные с нестабильностью источника света, так как они обычно применяются в приборах, где оба ФЭУ освещаются светом одного и того же источника.
Для исключения ошибок, связанных с нестабильностью самого ФЭУ.
часто сравнивают два потока, используя один ФЭУ. Для этого он поперемен
но, с достаточно большой частотой освещается обоими сравниваемыми потоками. Если они равны и освещают ФЭУ одинаковое время, то на выходе
получается постоянный ток. В противном случае на выходе появляется переменная составляющая, величина которой является мерой разности сравниваемых потоков. Доведение до нуля переменной составляющей может, как и в ранее описанных схемах, осуществляться электрическим, либо оптическим путем. Соответствующие блок-схемы представлены на рис. 12.30, е, ж.
Существуют фотоэлектрические схемы, измерительные устройства которых позволяют непосредственно измерять не разность, а отношение двух
Рис 12.31. Схема делителя для исследования ьпллст.типиых Сравниваемых ПОТОКОВ, движении плазмы	Такого рода устройства
называются лого метра mi i .
Фотоэлектрические схемы позволяют легко решать ряд спектроскопических задач, трудных для фотографической фотометрии. В качестве одного из примеров укажем на исключение фона сплошного спектра, накладываемого па линию. Такое исключение может быть сделано двумя способами. В первом из них щель спектрального прибора выделяет участок спектра вблизи линии. С помощью оптического устройства ФЭУ освещается либо светом липии вместе с фоном, либо светом от фопа. На выходе дифференциального усилителя можно получить сигнал от линии, практически свободный от фона [12.15].
Другой путь исключения фопа — покачивание спектра, содержащего исследуемую линию, относительно выходной щели. При этом, если фон вблизи линии равномерен, то он обусловит только постоянную составляю
щую сигнала, а линия даст переменную составляющую, которая измеряется с помощью соответствующей схемы.
В качестве примера спектроскопической задачи, решаемой фотоэлектрическими методами, приведем также измерения коллективных движений плазмы с помощью делителя спектральных линий. В исследовании, о котором идет речь [7.31], зеркальная призма устанавливалась так, что ее ребро делило пополам линию, по которой исследовалось движение плазмы источника. Свет от каждой половипы линии направлялся на свой ФЭУ, сигнал которого подавался на один из входов двухлучевого осциллографа (рис. 12.31).
§ 9] СРАВНЕНИЕ ФОТОГРАФИЧЕСКОГО II ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОГО МЕТОДОВ 323
В отсутствие коллективных движений плазмы сигналы от обоих ФЭУ обусловлены только колебаниями яркости линии и оказываются в одной фазе. Если же плазма движется вдоль луча зрения, то вследствие эффекта Доплера центр линии смещается с ребра призмы и сигналы от обоих ФЭУ оказываются в противофазе.
Описывая устройство различных спектральных приборов, мы уже давали ряд других примеров решения различных спектроскопических задач фотоэлектрическими методами.
§ 9. Сравнение фотографического и фотоэлектрического методов
Фотоэлектрический метод обладает рядом преимуществ перед классическим фотографическим.
В первую очередь это большой квантовый выход фотокатода. В то время как эквивалентный квантовый выход фотопластинки в оптимальных условиях не превышает 1%, и, как правило, в 10—100 раз ниже этой величины, квантовый выход фотокатода доходит до 30%, т. е. более чем па порядок выше.
Кроме того, квантовый выход фотокатода практически постоянен в широком диапазоне яркостей, а эквивалентный квантовый выход фотоэмульсии быстро падает при отклонении условий измерения от оптимальных.
Фотоэлектрический метод позволяет непосредственно получать результаты, которые могут быть выданы в виде регистрограммы, а в нужных случаях — прямо в виде числовых отсчетов спектральной яркости или пропорциональной ей величины.
Существенно также, что зависимость фототока от величины падающего светового потока линейна в очень широких пределах. Это позволяет обойтись без сложной градуировки измерительной системы.
Фотоэлектрические измерения, как правило, более точны. В хороших условиях достижима точность относительных измерений до 0,1%, а точность «1% является обычной. Это примерно на порядок выше, чем точность, даваемая фотографической пластинкой.
Наконец, спектральная чувствительность фотоэлектрических приборов позволяет продвинуться несколько дальше в ближнюю инфракрасную область, чем это можно сделать с помощью фотоэмульсий, чувствительных лишь до 1,3 мкм.
Однако несмотря на столь серьезные преимущества фотоэлектрических приемников, фотографические слои широко применяются, так как при решении некоторых задач фотоэлектрические методы не могут с ними конкурировать.
В первую очередь нужно иметь в виду, что фотографическая пластинка регистрирует сразу широкую область спектра. Полагая практический предел разрешения спектрографа в линейной мере AZ = 0,01 мм, мы можем зарегистрировать на участке эмульсии длиной 5 см количество спектральных элементов N = 5/10~3 = 5000. Одним фотоэлементом мы вынуждены это делать последовательно, и, полагая даже чувствительность фотоэлемента в 103 раз выше чувствительности'пластипки и соответственно время рехистра-ции одного спектрального элемента фотоэлектрическим методом в тысячу раз меньше, чем при фотографической регистрации, мы потратим на фотоэлектрическую регистрацию того же участка спектра по крайней мере в пять раз больше времени, чем на фотографическую.
Следует также иметь в виду, что при последовательной регистрации (сканировании) скажутся все нестабильности источника, которые автоматически элиминируются при одновременной фотографической регистрации.
21*
324
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ В СПЕКТРЕ
[Гл. XII
Для устранения этого основного недостатка фотоэлектрических измерений строят сложные многоканальные приборы, пригодные для стандартных спектроаналитических работ, при которых достаточно измерять энергию не во всех точках спектра, а для небольшого (10—20) числа линий. Помимо дороговизны и сложности такого многоканального прибора (квантометра. см. гл. IV, стр. 125), этот способ измерений совершенно непригоден для проведения исследований, связанных с изучением детальной структуры даже небольшого участка спектра.
Большая сложность фотоэлектрических приборов и соответственно большая стоимость прибора и его эксплуатации также являются существенным недостатком фотоэлектрического метода. Поэтому проведение фотографических измерений часто является не только более простым, но и экономически более целесообразным способом решения задачи.
Удачное сочетание большой чувствительности фотокатода с интегрирующей способностью и большим числом одновременно регистрируемых фотослоем элементов реализуется в системе, состоящей из электронно-оптического усилителя и фотослоя. Хотя такого рода система по ряду причин еще не вошла в сколько-нибудь широкую практику спектроскопических измерений, ее применение безусловно будет расширяться.
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
ГЛАВА XIII
§ 1. Наблюдение спектров поглощения
В твердой, жидкой, газообразной фазах, а также в плазме можно наблюдать спектры поглощения, принадлежащие атомам и ионам. В газах и плазме это линейчатые спектры, хотя в ряде случаев имеет место поглощение в широкой спектральной области (за границами серий, в плотпой плазме, а-также как следствие сильного уширения спектральных линий). В твердом теле и жидкостях спектры поглощения обычно состоят из достаточно широких полос. В этом разделе будут в основном изложены методы исследования линейчатых спектров поглощения.
Спектры поглощения являются объектом исследования во многих спектроскопических работах. Сюда относится атомно-абсорбционный спектральный анализ и работы по измерению сил осцилляторов спектральных линий. Исследование спектров поглощения позволяет получить важные сведения о процессах, происходящих в поглощающем слое,— о концентрациях поглощающих частиц, температуре, характере и числе столкновений атомов и ионов, скорости коллективных движений частиц и т. п. Линии поглощения используются и для метрологических целей. Следует упомянуть о многочисленных иссле
дованиях спектров поглощения космических объектов — атмосферы звезд и Солнца, межзвездной среды и земной атмосферы.
Принципиальная схема наблюдения спектра поглощения дана на рис. 13.1.
Спектр поглощения, т. е. темные линии или полосы на ярком фоне сплошного спектра источника, наблюдается, если убыль светового потока за счет поглощения больше вклада спонтанного и индуцированного излучения исследуемого объекта. Если доминирующим является излучение объекта, то наблюдается спектр испускания, т. е. яркие полосы и линии на темном фоне сплошного спектра. При точном балансе поглощенной и излученной энергии наступает так называемый момент обращения, когда полосы и линии исчезают на фоне сплошного спектра источника. При этом яркостная температура источника сплошного спектра равна эффективной температуре возбуждения излучаемых объектом полос, линий или сплошного спектра. Эффективная температура возбуждения Тэ определяется по отношению заселенностей верхнего и нижнего Л’2 уровней соответствующего перехода
Щель
Кювета
Рис.
Источник сВета
Схема наблюдения спектра поглощения.
А2
ехр L
hv '] “ «7Г
(13.1)
326
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гг XIII
Здесь gi и g2 — статистические веса уровней, v — частота излучения. Неред
ко для исследования поглощения вместо источника сплошного спектра используют источник линейчатого спектра обычно того же атомного состава, что и поглощающий газ, но испускающий более яркие и узкие линии. Этот метод позволяет определять характеристики линии поглощения, соответствующие ее центру. В ряде случаев он имеет преимущества перед обычным и широко применяется для атомно-абсорбционного анализа [15].
При интерпретации спектров поглощения следует оценивать вклад излучения поглощающего слоя и, если это необходимо, учитывать его. Такие случаи обычно встречаются, когда яркостная температура источника излучения
лишь незначительно превышает эффективную температуру возбуждения. Ситуация здесь аналогична возникающей при интерпретации спектров испускания — в этом случае обязателен учет поглощения излучающего объема.
Существует по крайней мере два способа, позволяющих практически полностью исключить влияние собственного свечения объекта на результаты исследования поглощения. Они
сводятся в конечном счете к тому, что приемное устройство делают нечувствительным к собственному излучению поглощающего объекта.
В первом способе излучение просвечивающего источника модулируют с определенной частотой. 11а ту же частоту настраивают узкополосный усилитель фототока приемника излучения. Это позволяет практически полностью избавиться от помех со стороны пемодулированного излучения поглощающего объекта. Подобного рода схемы широко применяются в атомно-абсорбционном анализе. Более детальное изложение относящихся сюда вопросов см. в [15]. Недавно был предложен второй способ, основанный на свойстве голограмм правильно передавать яркость объекта, освещенного когерентным светом, без существенных помех со стороны некогерентного излучения [13.1]. Схема установки для голографического измерения поглощения показана на рис. 13.2.
Свет от лазера 1 разделяется на два пучка с помощью системы зеркал 2 и 3. Один из пучков рассеивается матовым стеклом 4 и, пройдя через объект 5, попадает на фотопластинку 6. Здесь он встречается с другим пучком 7 и, интерферируя с ним, образует на фотопластинке сложный интерференционный узор. Проявленная пластинка с зарегистрированной на ней интерференционной структурой называется голограммой. Ее помещают в исходное место и освещают пучком 7, при этом восстанавливается световая волна, выходившая из объекта при получении голограммы. Поскольку пекогерентное излучение самого объекта не принимало участия в образовании интерференционного узора на голограмме, то соответствующая часть световой волны не восстановится.
Метод позволяет измерить поглощение света только для тех длин волн, для которых можно получить достаточно монохроматичпое и сильное лазерное излучение. Кроме того, для регистрации голограмм должны быть подходящие материалы. Возможности в этих областях очень быстро развиваются, и надо думать, что скоро будут доступны лазерные излучения любой длины волны в видимой и близкой ультрафиолетовой областях спектра.
§ 21
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛИНЕЙЧАТЫХ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
327
§ 2. Основные характеристики линейчатых спектров поглощения и особенности их экспериментального определения
Основные характеристики липии поглощения. Основным объектом иссле-
дования в атомной спектроскопии являются линейчатые спектры, которым
будет уделено главное внимание.
Линию поглощения обычно характеризуют рядом экспериментально
определимых величин. Если световой поток Фо (v) падает на однородный
поглощающий слой толщины I, то выходящий из него поток ФЦу) будет ослаблен в ekvl раз, т. е.
ф; (v) — Фо (v) ехр (—kvl) (13.2) (закон Бугера — Ламберта).
Если слой неоднороден, то вместо произведения kvl в показателе экспо-i
ненты окажется интеграл \kv (х) dx *).
6
Эту величину называют оптической толщиной слоя. Величина kv называется коэффициентом поглощения. Его размерность [LI-1. Коэффициент поглощения обычно измеряется в обратных сантиметрах (ел-1). Согласно (13.2)
- т "I	(13-3)
Обычно, когда говорят о контуре липии поглощения, имеют в виду зависимость коэффициента поглощения от частоты или длины волны, т. е. функцию kv — k (v) или к-,, -= к (X). Вид этой функции определяется процессами, уширяющими линию.
В ряде случаев важное значение имеет максимальная величина коэффициента поглощения /стах. При симметричном песамообращепном контуре Атах соответствует центру линии.
Иногда контуром линии поглощения называют зависимость от длины волны других величин. К ним отно-
Рис 13 3 Контур линии поглощения и его интегральные характеристики и) зарегистрированная интенсивность Ф^ (v), пунктир — интерполяция фона, б) остаточная интенсивность у (v) я эспчвачоп  п ш ширина липии Av, в) коэф |шциеит поглощения й и интегральный ши р Ьициепт поглощения
сится, например, остаточная интенсивность у (v)—безразмерная величина, равная доле светового потока, оставшегося непоглощепным (рис. 13.3), т. е
ь =	(133)
Эту величину часто называют также коэффициентом пропускания. Согласно (13.2) остаточная интенсивность равна ехр (—kvl). Важное значение имеет также остаточная интенсивность в центре линии у0 — Ф; (м0)/Ф0 (v0).
Можно рассматривать также глубину липни поглощения a (v), равную
av a (v) г- ( — у (v) _ 1 — ехр (— кхГ).	(13.5)
) В дальнейшем, если это иг будет особо огопорело, будем считать слой однородным.
328	ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ	[Гл ХИГ
В соответствии с различными определениями контура линии поглощения будут различны и определения полуширины линии. В любом случае она равна расстоянию по спектру (по обе стороны от центра линии) между точками, в которых соответствующая характеристика линии спадает до половины максимального значения.
Следует отметить, что полуширина линии поглощения, определенная по кривой kv — kv (у) или кк = кК (X), непосредственно характеризует свойства поглощающего слоя и не зависит от его толщины.
со
Величина К =)' fc(v)dv называется интегральным коэффициентом погло-6
щения и является важной характеристикой линии поглощения. Размерность интегрального коэффициента поглощения L~XT~\ Он измеряется обычно в обратных секундах на сантиметр.
Во многих работах определяется так называемое полное поглощение, или эквивалентная ширина линии. Это также интегральная характеристика, относящаяся ко всей линии поглощения в целом. Эквивалентная ширина линии равна интегралу от глубины линии поглощения, взятому в пределах всей линии
(1з.б)
о или согласно (13.2)
Л^ j (l-e~ftv')dv.	|(13.6а)
о
Если, как это часто бывает, в пределах интегрирования Фо (v) = const, то эквивалентная ширина имеет простой физический смысл — это энергетический поток, поглощенный в линии и отнесенный к спектральному’потоку падающего излучения. Другими словами, это ширина линии поглощения, имеющей прямоугольный контур с нулевой остаточной интенсивностью и поглощающей столько же энергии, что и рассматриваемая линия (рис. 13.3, б). Размерность эквивалентной ширины линии такая же, как у частоты.Наряду с величиной Av можно ввести аналогичные величины в шкале волновых чисел Лу, круговых частот Аш или длин волн А %.
Поскольку
dv—cdv	dk,	(13.7)
2л	А2	'	'
соотношение между Лу, Лу, Аш и А % дается формулой
Л^сЛ-^Лм=^Лх.	(13.8)
Зная одну из этих величин, можно по (13.8) вычислить любую другую. Заметим, что величины к-, а- и у- соответственно равны к^, и у^. Погрешности измерений. Зная контур линии поглощения, можно по приведенным выше формулам определить любую ее характеристику.
Рассмотрим погрешности измерения коэффициента поглощения и глубины линии.
Общее выражение для относительной погрешности коэффициента поглощения, как следует из (13.3), будет
dfcx _ 1 Г dOpa, । dOg ]
к}. ' ZA-a | ФОа + Ф/;. J •	(	}
Здесь мы рассмотрим два крайних случая.
§ 2] ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛИНЕЙЧАТЫХ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ 329
1. Относительные погрешности измерения сигналов постоянны и оди
наковы
__ t/фц   йф
Ф0Л Ф?Л	Ф
(13.10)
Для этого случая
dk}_ _ 2 d(D к}.. Ф *
(13.11)
т. е. погрешность измерения коэффициента поглощения обратно пропорциональна величине к\1 (рис. 13.4, кривая а).
2. Абсолютные погршпности; измерений световых потоков постоянны,
т. е.
с7Ф0Л d&iK - d<D. (13.12)
Тогда из (13.9)
^^л _ 1 (л 1 Фол \ ЛФ МО 4О\ кк	кК1 И ' фа ) ЬФО •	( •
График этой функции представлен на рис. 13.4, кривая б. Минимальная погрешность измерения соответствует lk-t 1,3 или остаточной интенсивности 0,28. Между тем, как видно из рисунка, в области значений Zfci от 0,4 до 3 (остаточная интенсивность от 0,05 до 0,7) погрешность превышает минимальную не более чем вдвое.
Аналогично рассмотрим относительную погрешность измерения глубины линии, т. е. величину av — =(Фо*~Фа)/Фох- Нетрудно убедиться, что
__ Фи ^ФолфФо^Фи	, л о л , .
«л Фол(Фол-Ф?л) *	'
Рис. 13 4. Зависимость относительной погрешности измерения коэффициента поглощения от величины остаточной интенсивности (глубины линии и оптическойтолщины fyj) при 'предположении: а — постоянства относительных погрешностей измерения светового потока, б — постоянства абсолютных погрешностей измерения светового потока.
Для случая постоянных относительных погрешностей (13.10) имеем
^ал _ 2Ф;х ^Ф	мо
«Л Фол-Фи Ф '	(16.1Э)
В случае же постоянной абсолютной погрешности измерения светового потока (13.12) получим
Лак __ Фол -'-Фи йф	.. „ , fi.
«л " Фол-Фи Фол ’	k '
На рис. 13.5 приведены графики функции (13.15) и (13.16). В обоих случаях ход кривых примерно одинаков, т. е. наблюдается быстрый рост погрешности измерений с уменьшением глубины линий (увеличением остаточной интенсивности).
Особенности измерения параметров линии поглощения. Липия поглощения выступает па фоне сплошного спектра. Этим обусловлен ряд особенностей обнаружения линий поглощения и измерения их параметров. Определение любого из них — коэффициента поглощения, глубины линии или 22 А. II. Зайдель н др.
330
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл. XIII
интегралов от этих величин — интегрального коэффициента поглощения или
эквивалентной ширины линии, сводится в конечном счете к вычитанию про-
Рис 13.5. Зависимость относительной погрешности измерении глубины линии от величины остаточной интенсивности (глубины линии и оптической толщины) при предположении: а — постоянства относительных погрешностей измерения светового потока; б — постоянства абсолютных погрешностей измерения светового потока.
шедшего потока из фона сплошного спектра Фох.
Действительно, рассмотрим слабую линию поглощения (рис. 13.6, а) для которой Фох близко к Фи- В этом случае
•ч.	1 Фох ~ 1 Фох —_ «л
I 1 Фа ~ I Фол I ’
Отсюда dk-Jk-f. = da-Ja^ и при условии постоянства абсолютной погрешности измерения световых потоков (13.12) согласно (13.16) имеем
dk^   Фрх —Ф?Х ^Ф ~	2 d<£>
кк	Фол — Фа ®0Х ~ Фол —Ф?Х
(13.17)
Относительная погрешность результата оказывается во много раз больше погрешности измерения сигнала, поскольку по предположению линия слаба и разность сигналов Фох — Фц, много меньше их суммы Фо>. -f- Фг^.
При регистрации линий испускания также измеряется отличие сигнала от фона (превышение линии над фопом) (рис. 13.6, б)
Фх =Фл+ф.х- Фф.л. (13.18)
Относительная погрешность этой величины
ЛФд,	2 ДР
Фх	Фл+ф, X—Фф,’Х1*
(13.19)
Однако на этот раз величина Ффд обычно мала по сравнению с Фл+ф.х и по
грешность, определенная формулой (13.19), оказывается сравнительно небольшой.
В тех же случаях, когда при регистрации линии испускания превышение сигнала над фоном много меньше фона (рис. 13.6, в), как видно из сравнения (13.17) и (13.19), точность измерения поглощения и испускания становится примерно одинаковой.
Требования к разрешающей способности. Мы установили, что чем больше регистрируемая глубина липни поглощения, тем меньше погрешность ее измерения и тем, следовательно, больше чувствительность
Рис. 13.G. Слабая линия поглощения (а), линия испускания (б) и слабая линия испускания на сильном сплошном фоне ( ?).
обнаружения линии. Регистрируемая глубина линии увеличивается при сужении инструментального контура спектрального прибора. При бесконечно узком контуре регистрируемая глубина липии равна истинной. Рас-
смотрим в качестве примера линию поглощения, истинный контур которой
§ 2] ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛИНЕЙЧАТЫХ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ 331
описывается гауссовской функцией
Ф;л= Фол [1 - а ехр ( --^)2 J .	(13.20)
Здесь X — длина волны, отсчитываемая от центра линии, а — глубина центра линии, (1 — а) — остаточная интенсивность центра линии, ДХ — полуширина линии, уменьшенная в 2ф^1п2 —1,66 раза. Линии поглощения обладают таким контуром, если основным процессом уширения является эффект Доплера, а глубина линии не очень велика. Пусть инструментальный контур прибора будет тоже гауссовским:
<рх = <Рлоехр [— (-A-)2J .	(13.21)
Здесь ДХИ — уменьшенная в 2]/In 2 раз полуширина инструментального контура. Условия нормировки (формула (И), стр. 13) для функции (13.21) дают
фло = —.	(13.22)
V Л ДАИ
Выбранные нами (из соображений удобства и простоты вычисления свертки) формы контура линии поглощения и инструментального контура близки к часто встречающимся на практике. Полученный результат приближенно применим и к контурам другой формы.
Согласно (13.20), (13.21) и (13.22) регистрируемый контур определяется следующей сверткой:
оо
— оо
После интегрирования имеем
Ф^Ф.х^-а^д^-^ехр)^^^)].	(13.24)
Из сравнения формул (13.20) и (13.24) видно, что контур линии поглощения остался гауссовским. Его ширина равна УДХ?, -ф- ДХ2, а глубина центра линии уменьшилась в
₽ = ]/^(т)2 ₽а3-	<13-25>
Пусть, например, линия поглощения имеет полуширину 10-2 А и глубину в центре 0,5. Если разрешающая способность прибора 104, то для видимой области спектра это соответствует ширине инструментального контура »0,5 А. Контур линии поглощения, полученный па таком приборе, полностью определяется инструментальным уширением, а глубина линии составляет всего 1%. Обнаружить такую линию практически невозможно, во всяком случае точность ее измерения очень мала.
Для линейчатого спектра испускания при отсутствии заметного сплошного фона в источнике излучения большая разрешающая способность прибора необходима лишь для разделения линий и не обязательна, если спектр бедеп линиями. Различие между требованиями к спектральным приборам, предназначенным для обнаружения линий поглощения и линий испускания, как уже отмечалось выше, исчезает, если превышение спектральной яркости линии испускания над фоном относительно невелико (рис. 13.7). В этом случае и линия испускания, уширенная прибором, может сделаться незаметной на фоне сплошного спектра. Естественно, что при использовании для
22*
332
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл. XIII
поле напряженностью до 18 000 гаусс.
Ф
Рис. 13 7. Инструментальное искажение слабой линии поглощения (а) и слабой линии испускания на сплошном сильном фоне (б)
исследования поглощения источника линейчатого спектра требования к разрешающей способности прибора будут определяться только необходимостью разделения линий источника.
Использование этого преимущества атомной абсорбции для изучения контуров линий поглощения достигается в методе магнитного сканирования. Он основан на смещении зеемановских компонент линии испускания или поглощения при изменении напряженности магнитного поля.
В качестве примера опишем исследование линий поглощения щелочноземельных металлов в пламени газовой горелки [13.2].
Источником света слуясила высокочастотная разрядная трубка, заполненная иодидом исследуемого металла и помещенная в продольное магнитное Одна из зеемановских компонент выделялась с помощью четвертьволновой пластинки и поляризатора. Сканирование осуществлялось изменением величины магнитного поля. Пучок модулировался вращающимся зеркальным сектором, попеременно проходя либо минуя пламя. Затем он попадал на щель монохроматора малого разрешения, выделяющего исследуемую липию. Па выходе монохроматора устанавливался фотоэлектрический приемник, усилитель постоянного тока с синхронным детектором и самописец.
Измерение интегральных характеристик линий поглощения. Рассмотрим несколько подробнее
особенности определения интегральных характеристик линий поглощения — интегрального коэффициента поглощения и эквивалентной ширины линии. Интегральный коэффициент поглощения — исключительно важная характеристика линии. Оп связан с заселенностью уровней и атомными характеристиками соотношением
kv dv
о

(13.26)
Здесь fhl — сила осциллятора линии поглощения, Nh и Nt — заселенности нижнего и верхнего уровней перехода, соответствующего линии поглощения,
gk и gt — статистические веса уровней.
В условиях термического возбуждения при температурах не выше не-
скольких тысяч градусов величина
, ответственная за «отрицательное
поглощение», пе превышает долей процента и ей можно пренебречь по сравнению с единицей. Формула (13.26) при этом принимает вид
ОО
( kv dv = ^- Nhfkl ж 0,2GNkfhi.
J	''Lt'
0
(13.26')
Эта формула своей простотой привлекает многих экспериментаторов, желающих получить сведения об атомных константах либо о процессах, происходящих в поглощающем слое.
5 2] ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛИНЕЙЧАТЫХ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ 333
К сожалению, точные измерения интегрального коэффициента поглощения для узких линий возможны лишь в исключительных случаях. Это связано с несколькими причинами.
1. Необходимо построить контур линии поглощения, пе искаженный прибором. Обычно это требует прибора с очень высокой разрешающей способностью. Для линии шириной 10~2А в средней части видимой области спектра при условии АХ — 5АХИ R — 2,5 40е. Даже при наличии такого уникального прибора глубина липии в центре будет меньше истинной примерно на 2%, см. формулу (13.25).
2. Остаточная интенсивность во всех частях контура должна быть не слишком велика и в то же время не очень мала, иначе даже небольшие ошибки в измерениях сильно скажутся на результатах и сделают их недостаточно надежными (см. рис. 13.4).
Измерения участков контура с остаточной интенсивностью меньше 0,1 (коэффициент поглощения больше 2,3) проводятся с погрешностью, более чем на порядок превышающей ошибку измерения фона. Положение усугубляется тем, что участки с малой остаточной интенсивностью, для которых погрешность определения kv особенно велика, дают большой вклад в интегральный коэффициент поглощения.
Протяженные крылья линии, для которых остаточная интенсивность очень велика, также измеряются с большой погрешностью. Вклад этих участков в измеряемую величину достаточно велик и часто недооценивается.
По этим причинам интегральный коэффициент поглощения обычно измеряют лишь для широких и неглубоких линий или полос, например, авто-ионизационных линий, линий редкоземельных ионов в кристаллах, растворах и стеклах, атомных линий, расширенных большим давлением постороннего газа. В этих случаях измерения j kvdv могут быть весьма надежными.
При измерении эквивалентной ширины спектральных линий поглощения требования к разрешающей способности значительно менее строги. Как будет показано ниже, измеренное значение обычно не зависит от инструментального контура спектрального прибора. Действительно, пусть имеется схема измерения (рис. 13.1), с помощью которой экспериментально определяется спектральное распределение светового потока от источника сплошного спектра. Измерения ведутся до того, как создан поглощающий столб паров (Фох), и после того, как в кювету введены поглощающие пары (Ф;х). Предположим, что такие измерения проводятся дважды — первый раз на приборе с бесконечно большой разрешающей способностью (бесконечно узким инструментальным контуром) и второй раз на спектральной аппаратуре, инструментальный контур которой имеет конечную ширину и задан функцией <р (X). Тогда первый прибор дает истинные спектральные распределения Фол и Ф;х, второй — искаженные Фо;_ и ФД. Эквивалентная ширина линии, вычисленная по данным, полученным на первом приборе, будет
ОО
^=((1 о

а на втором
( <р (X—X') Фгл(Х')
1-5------------------
с/Х.
( ф(Х-Х') ФоНХ')</Х' о
(13.27)
(13.28)
334
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл. XIII
Предположим, что в пределах всей ширины инструментального контура линии спектральная яркость источника постоянна, тогда можно написать Фох = const.	(13.29)
Очевидно, достаточно выполнения этого условия, чтобы инструментальные искажения, вносимые прибором, не влияли на измеренное значение эквивалентной ширины линии, т. е.
Л =	(13.30)
Для доказательства справедливости (13.30) при выполнении условия (13.29) достаточно воспользоваться условием нормировки инструментальной функции (11)
j<p(X)dX = l	(13.31)
о
и теоремой, согласно которой интеграл от свертки двух функций равен произведению интегралов от этих функций
ОО	оо
ф(Х— V) Ф/д, (%') dX'dX = j <р (X)dX-j Ф/х (X) dX. (13.32)
оо	оо
Условие (13.29) не накладывает ощутимых ограничений на условия эксперимента. Оно не выполняется лишь при использовании вместо сплошного неразрешенного многолинейчатого спектра (например, водородного) или при наложении на сплошной спектр молекулярного фона с неразрешенной структурой (например, угольная дуга с циановыми полосами). В остальных случаях обычно можно считать, что инструментальная деформация контура линии ведет лишь к перераспределению поглощенной энергии по спектру и не меняет эквивалентной ширины линии. Сказанное, конечно, не означает, что любые аппаратные искажения спектра не влияют на измеренные значения эквивалентной ширины. Напротив, такие причины, как рассеянный свет, духи решеток, вуаль при фотографической регистрации и т. д., вносят ошибки в результат и должны быть устранены или учтены.
Для измерения эквивалентной ширины линий возможны два принципиально различных метода. Первый, традиционно принятый, заключается в построении даваемого спектральным прибором контура глубины линии поглощения и интегрировании его.
Фотографический вариант этого метода особенно трудоемок и не обладает большой точностью. Он включает следующие операции:
1)	фотографирование спектра и марок почернения,
2)	микрофотометрирование спектра и марок почернения,
3)	построение характеристической кривой,
4)	перевод почернений в освещенности,
5)	построение контура линии в шкале освещенностей,
6)	интерполяция сплошного спектра источника,
7)	вычисление глубины линии в разных точках ее контура,
8)	графическое или алгебраическое интегрирование контура.
При фотоэлектрической регистрации со сканированием первые пять операций заменяются одной, поскольку непосредственно получается спектральное распределение светового потока, прошедшего через кювету. Тем не менее и оставшиеся операции связаны с огромной затратой труда для каждого измерения.
Был предложен ряд упрощенных методов. Так, в некоторых работах одновременно фотографически измерялась эквивалентная ширина многих тонких линий. Контуры их определялись в основном прибором и оказывались
$ 2] ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛИНЕЙЧАТЫХ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ 335
треугольниками с одинаковыми основаниями и разной глубиной. Эквивалентные ширины таких линий были поэтому пропорциональны их центральной глубине. Таким образом, измерения сводились к определению остаточной интенсивности в центре каждой линии. Разумеется, каждый раз такой работе должно предшествовать определение переводного множителя, необходимого для вычисления эквивалентной ширины по измеренной глубине центра линии.
Второй упрощенный метод определения эквивалентной ширины линии, так называемый «метод широкой щели» [13.3], не требует интегрирования контуров линий поглощения. В этом случае используется независимость измеренной величины А? от разрешающей способности прибора. Операция интегрирования световых потоков по контуру линии проводится широкой выходной щелью монохроматора, через которую на фотоэлектрический приемник попадает участок сплошного спектра с линией поглощения в середине.
Изложим суть этого метода. Эквивалентная ширина линии может быть определена следующим образом:
л.о-:-лх/2
Ах = J -°rfX,	(13.33)
Z.0—ДА/2
где ДХ — достаточно большой интервал длин волн, взятый симметрично относительно центра линии Xq. Считая спектральную яркость фона постоянной в пределах этого интервала, имеем
Ах.=
Хо+АХ/2
ФоаДХ— j Фгл^Х
________Хо-АХ/2_____
ФолДХ
(13.34)
Выпуская из монохроматора на фотоэлектрический приемник излучение
участка спектра ДХ, регистрируем в отсутствие поглощающих паров сигнал Д = = аФох ДХ (а — постоянный множитель, определяемый параметрами регистрирующей системы). Вводя на пути пучка света столб поглощающих паров, получаем сигнал
Хо+АХ/2
12 — а Ф^йХ. (13.35)
Хо-АХ/2
Как следует из (13.34), два указанных отсчета Д и /2 позволяют определить эквивалентную ширину линии. Выходная щель монохроматора должна быть достаточно широкой и захватывать линию вместе с крыльями. Поэтому регистрируемые световые потоки оказываются большими, а измерения — более точными, чем в методе сканирования. Этот метод особенно удобен, когда проводятся многократные измерения эквивалентной ширины одной и той же линии. Оп и был разработан именно для таких измерений.
В качестве примера опишем установку
Рис. 13 8 Схема установки для измерения эквивалентной ширины спектральной линии но м *то iy «широкой щели».
для измерений эквивалентной ширины по методу широкой щели [13.3]. Схема ее показана на рис. 13.8.
336
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл XIII
Свет от кинолампы, питаемой аккумуляторной батареей, пройдя кювету с парами, попадает на щель дифракционного монохроматора с плоской решеткой, построенного по схеме Эберта. В фокальной плоскости монохроматора установлен набор двойных щелей, расположенных на расстоянии 10 мм по спектру. Набор содержит 10 пар щелей шириной от 1,5 до 0.1 мм. В зависимости от ширины линии поглощения вдвигается та или иная пара щелей. Через одну из щелей на фотокатод попадает участок спектра, содержащий линию поглощения, и регистрируется поток/2- Через другую щель пропускается участок сплошного спектра, расположенный на расстоянии 10 мм по спектру от линии (несколько десятков ангстрем), и регистрируется величина РД ф — множитель, учитывающий селективность источника сплошного спектра и ФЭУ, а также неравенство ширин щелей). Вывод света из щели осуществляется поочередно на 7 сек с помощью обтюратора Р, вращаемого моторчиком Уоррена. Сечение обтюратора показано на рисунке справа. Кварцевая бипризма сводит пучки на одно и то же место фотокатода ФЭУ-19. Усиленный фототок регистрируется самописцем. В отсутствие поглощающего столба паров самописец вычерчивает ступенчатую кривую, по которой можно определить величину р (рис. 13.9, а). При нагревании печи, содержащей кювету с исследуемым металлом, один из сигналов уменьшается, другой, соответствующий фону, остается неизменным (рис. 13.9, б).
g	Величину Ах вычисляют по формуле
Ах= ДХ (1 - А) ,	(13-36)
Рис. 13.9. Регистрограмма, полученная при измерениях по методу широкой щели* а — до введения паров, б — при нагревании печи.
где ДХ — спектральная ширина щели, через кото-
рую выведена липин поглощения.
Для получения большей точности измерения схема регистрации с двумя широкими щелями может быть усовершенствована. В частности, хороших результатов можно ожидать от установки, в которой измерение световых потоков, выходящих из двух щелей, производится не поочередно, а одновременно с помощью одного фотоприемпика. Для разделения сигналов необходимо модулировать оба потока с разной частотой.
Несложная электрическая схема может дать возможность записывать одновременно сигнал и разностный сигнал It — /2- Таким образом, разностный сигнал будет растянут па всю шкалу прибора и точность его измерения существенно возрастет. Описанная схема измерений по методу широкой щели — одна из возможных. В некоторых случаях для исследования спектра поглощения со многими линиями более удобным может оказаться метод сканирования спектра одной широкой щелью.
§ 3. Источники систематических ошибок при измерении линий поглощения
Рассеянный свет и его характеристики. Основная часть рассеянного в приборе света вызвана неселективным отражением и рассеянием света всех длин волн от оптических деталей и стенок прибора. Эта часть рассеянного света обычно имеет приблизительно тот же спектральный состав, что и световой поток, пропускаемый оптикой прибора. Селективность приемника и прибора приводит к тому, что рассеянный свет разных длин воли оказывает различное влияние на измерения. Количественно охарактеризовать такое
§ 3] СИСТЕМАТИЧЕСКИЕ ОШИБКИ ПРИ ИЗМЕРЕНИИ ЛИНИЙ ПОГЛОЩЕНИЯ 337
влияние можно с помощью величины, которую назовем абсолютной.эффектив-ностью рассеянного света. Определим ее как часть показания приемника, которая обусловлена воздействием на него рассеянного света
?! (Хо) = J 7? (X, Хо) а (X) <р (X) dk.	(13.37)
о
Здесь а (X) — спектральная чувствительность приемника, ф (X) — спектральный поток, входящий в прибор. Зависимостью В (X, Хо) от л0 определяется топография распределения рассеянного света длины волны X на выходе прибора. Зависимость R (X, Хо) от X определяет селективность рассеяния, т. е. отличие спектрального состава рассеянного света от спектрального состава падающего излучения. В рассматриваемом случае неселективного рассеяния коэффициент рассеяния не зависит от X и потому
й (Хо) = В (Хо) J а (X) ф (X) dk.	(13.38)
о
Наряду с абсолютной эффективностью рассеянного света следует ввести понятие относительной эффективности Она равна относительной величине части полного сигнала, обусловленной светом, рассеянным в приборе
П (Хо) ДХ, а (X) <р (X) dX
а (Хо) р (Хо) ф (Хо) ДХ-f- В (Хо) ДХ а (X) ф (X) dX о
Здесь р (Хо) — коэффициент пропускания прибора.
На краях спектра и при регистрации глубоких липий поглощения, где мало либо пропускание прибора, либо чувствительность приемника, либо яркость источника, относительная эффективность рассеянного света может быть очень большой. При уменьшении Лиги она стремится к единице.
Из формул (13.38) и (13.39) следует, что для снижения искажающего влияния рассеянного света необходимо уменьшить коэффициент рассеяния, увеличить селективность приемника и источника света. Работать следует вблизи от максимума произведения функций Р (Хо) а (Хо) (р (Хо), т. е. в области спектра, где регистрируемый прибором сигнал от источника света максимален.
Для удовлетворения этим требованиям необходим рациональный выбор прибора и тщательный уход за ним. Следует также использовать оптимальный для данной задачи источник сплошного спектра и режим его работы. Иногда приходится предварительно выделять исследуемый участок спектра с помощью фильтров или монохроматора.
При фотографической регистрации на стигматическом приборе бывает выгодно также но возможности уменьшить высоту освещенной части щели. При этом уменьшается входящий в прибор поток и, следовательно, рассеянный свет, освещенность же спектра остается неизменной. Столь же важен подбор подходящего приемника излучения. Например, в ультрафиолетовой области спектра нецелесообразно использовать панхроматические пластинки или оксидно-цезиевый фотокатод — приемники, чувствительные в видимой и даже ближней инфракрасной части спектра. При работе в красной части спектра часто выгодней использовать лампу накаливания, чем криптоновую дуговую лампу высокого давления. Последняя дает много нежелательного излучения в ультрафиолетовой и видимой части спектра.
338
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл. XIII
Рис 13 10. Положение гартмановской диафрагмы при определении эффективности рассеянного света.
При равенстве нулю одной из величин а (Хо), |3 (Хо) или <р (%0) относительная эффективность рассеянного света =1, т. е. регистрируемый сигнал полностью обусловлен рассеянным светом. Этим можно воспользоваться для оценки величины ц.
Установив прибор на область спектра, в которой яркость источника равна нулю или заведомо нечувствителен приемник, можно определить
Например, если источником света является вольфрамовая лампа со стеклянным баллоном, то можно измерить установив прибор на область спектра 2500—2800 А. В этом интервале вольфрам излучает мало, а стекло практически непрозрачно. Поделив полученный отсчет на показание прибора при регистрации полезного сигнала (знаменатель в формуле (13.39)), получаем величину
Метод этот не строг, так как предполагает равномерное распределение рассеян-поверхности прибора, что обычно выпол-
ного света по всей фокальной поверхности прибора, что обычно выполняется лишь в первом приближении. При фотографической регистрации оценка величины или может проводиться аналогично, например, по почернению несенсибилизированной фотопластинки в красной части спектра. Можно также закрыть среднюю часть щели гартмановской диафрагмой (рис. 13.10) и определять почернение светлой полосы, прорезающей спектр.
При переводе почернения, вызванного рассеянным светом сложного спектрального состава, в освещснпость обычно пользуются характеристической кривой, построенной для монохроматического света. Здесь могут быть допущены значительные ошибки в определении Ч, особенно при измерениях вдалеке от области спектра, в которой данный источник дает максимальные почернения.
Поправки на неселективное рассеяние. Рассмотрим влияние песелектив-ного рассеяпия света в приборе на измерение характеристик линии поглощения и способы учета этого влияния.
Рассеяние света — это процесс, приводящий к перераспределению света в спектральном приборе. Часть спектрального потока пе доходит до предназначенного ему в соответствии с его длиной волпы места на выходе прибора. Эту убыль спектрального потока можно
Рис. 13 И. Введение поправок на рассеяние света* 1 — зарегистрированный контур, 2 — исправленный контур, 3 — абсолютная эффективность рассеяния.
Эту убыль спектрального потока можно не учитывать, так как она сводится лишь к небольшому уменьшению светосилы прибора и не влияет на измерение поглощения. Однако наиболее неприятной сторопой рассеяния света в приборе является то, что к потоку длины волны X добавляется рассеянный прибором поток сложного спектрального состава, который не поглощается в исследуемой линии и потому искажает измерения.
В соответствии со сказанным для учета рассеяния необходимо из каждого регистрируемого сигнала вычесть абсолютную эффективность рассеяния (рис. 13.11). Исправленные значения характеристик линии поглощения могут быть найдены из следующих выражений:
§ 3] СИСТЕМАТИЧЕСКИЕ ОШИБКИ ПРИ ИЗМЕРЕНИИ ЛИНИЙ ПОГЛОЩЕНИЯ 339
1)	остаточная интенсивность
=	(13.40)
’ Фох. 1о-Ч	4	’
2)	глубина линии
3)	коэффициент поглощения
/с(Х) = 4-1Д-^ = 4-1п	(13.42)
v ’ I Ф/л I li — ч	v 7
Аналогично могут быть введены поправки при вычислении интегрального коэффициента поглощения и эквивалентной ширины линии.
На практике для определения величины i, еще до введения поглощающих паров измеряют для всех длин волн, подлежащих исследованию, относительную эффективность рассеянного света ij. На нее практически не влияют изменения входящего в прибор светового потока, не нарушающие существенно первоначального спектрального распределения (например, вызванные изменением ширины входной щели). При образовании линии поглощения величина \ быстро увеличивается за счет уменьшения регистрируемого сигнала (первое слагаемое в знаменателе формулы (13.39) *)). Одпако для невозмущенного континуума, прилегающего к контуру линии, относительная эффективность рассеянного света остается неизменной. Это позволяет определить величину по сигналу, соответствующему невозмущепно.пу континууму
4 = 470.	(13.43)
Таким образом учитываются изменения количества рассеянного света при изменении входящего в прибор светового потока.
Преобразованием формул (13.40) — (13.42) получаем
= = <13-44) 1 — 4	1 — 4
а(1) =	(13.45)
/с(1)=±1п	(13.46)
ь Тнзм и
Соответственно преобразуются выражения для вычисления поправок для интегральных характеристик линии поглощения. Особенно просто вводится поправка для эквивалентной ширины линии
А> =	(13.47)
Мопохроматическое рассеяние. Кроме неселективпого" рассеяния света в приборе большое значение имеет монохроматическое рассеяние. Эта часть рассеянного света распределяется по спектру неравномерно. Она концентрируется вблизи нерассеянного потока той же длины волны, образуя протяженные крылья инструментального контура прибора.
Монохроматическое рассеяние происходит, главным образом, после спектрального разложения потока в камерной части прибора, при выходе из диспергирующего элемента и в самом диспергирующем элементе. Свет
*) При этом также незначительно уменьшается числитель и второе слагаемое в знаменателе, так как образование линий поглощения, вообще говоря, уменьшает входящий в прибор световой поток. Однако это уменьшение обычно столь незначительно, что им можно пренебречь.
340
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИИ
[Гл XIII
рассеивается на запыленных поверхностях и неоднородностях призм, объективов, на молекулах газа, заполняющего спектральный прибор, и на взвешенных в нем частицах пыли. Форма крыльев инструментального контура определяется суммарной индикатрисой всех этих видов рассеяния. Нерегулярные погрешности штрихов дифракционной решетки также приводят к появлению протяженных крыльев инструментального контура. Регулярно повторяющиеся особенности штрихов приводят к появлению линейчатой структуры вблизи максимума исследуемой линии (духи Роуланда, которые также можно рассматривать как своеобразное монохроматическое рассеяние света прибором).
На рис. 13.12 представлена полученная на серийном приборе ДФС-8 фотография спектра Не — Ne-лазера, содержащего одну линию 6328 А. Сама липин на снимке значительно передержана, чтобы крылья инструментального контура, обусловленные рассеянием и духами, были хорошо видпы. Если контур исследуемой линии поглощения много уже контура монохроматического рассеяния, то учет влияния последнего производится совершенно-
Рис 13.12 Спектральная линия Пе—Ne-лазера (А = 6328 А), зарегистрированная с передержкой на спектрографе ДФС-8 Видны духи и крылья контура монохроматического рассеяния
аналогично тому, как это было изложено для неселективного рассеяния. В таких случаях трудно отделить влияние различных видов рассеяния, поэтому обычно определяют полную абсолютную и полную относительную-эффективность рассеяния. Для их определения можно рекомендовать исследование узких линий поглощения, в центре которых истинная остаточная интенсивность заведомо близка к пулю. Тогда отсчет прибора при установке-его на центр линии будет равен суммарной абсолютной эффективности всех видов рассеяния, включая и духи решетки.
Такое измерение удобно проводить па тех линиях поглощения, которые предстоит исследовать. В ряде случаев это невозможно, в частности, когда не удается создать большую оптическую толщину в центре липии, либо при исследовании фраунгоферовых спектров поглощения небесных тел. В этих случаях ставят специальные кюветы с парами легко испаряющихся металлов, дающих линии поглощения, близкие к измеряемым. Иногда для этой цели можно использовать растворы солей редкоземельных элементов.
При исследовании очепь широких линий поглощения, занимающих область спектра, сравнимую с шириной структуры духов и контура монохроматического рассеяния, поправки па эти виды рассеяния вводятся, как поправки на инструментальные искажения. В этом случае измеренная эквивалентная ширина линии поглощения не будет отличаться от истинной. Линии такой ширины исследуются редко, исключение составляют линии II и К в солнечном фраунгоферовом спектре. Принципиальное отличие этих двух крайних случаев соотношения ширины контура рассеяния и контура линии заключается в следующем. В первом случае, когда контур линии узок, на оставшийся непоглощеппым в контуре линии световой поток накладываются духи и рассеянный свет от невозмущепного континуума; во втором — центральная часть искажается мало, так как духи и рассеянный свет от невозмущенного континуума «не достают» до нее.
Учет крыльев линии. При определении интегральных характеристик линии поглощения, особенно эквивалентной ширины, опасной ошибкой является интегрирование контура в недостаточном спектральном интервале. Это
5 4]
МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ ПОГЛОЩАЮЩЕГО СЛОЯ
341
кривой, диспер-
существенны, так как крылья
Рис. 13 13 Учет крыльев линии ДХ — область фотометрирования, Д8 — истинная площадь контура линии, AS' — регистрируемая площадь контура, Фо^ и Фо£ — истинный и регистрируемый уровень сплошного фона.
приводит не только к заниженному определению площади контура, но также и к заниженному определению интенсивности сплошного спектра.
Вместо правильной величины = А5/Фох (рис. 13.13) определяется величина =А5'/Фох-
Расчет поправок, которые необходимо вводить в измеренную величину А{ для получения правильного значения, может быть нризведеп для контуров любой формы.
В работе [13.3] это было сделано для случая дисперсионной В этом случае поправки особенно сионного контура имеют большую протяженность.
Величина поправки зависит от способа измерения эквивалентной ширины и от инструментального контура регистрирующего прибора.
Выделим три способа регистрации: 1) фотографирование и последующее фотометрирование линии с помощью микрофотометра с узкой щелью, 2) фотоэлектрическое сканирование контура и 3) метод «широкой щели». Будем считать, что случаю 1) соответствует прямоугольный аппаратный контур с шириной, равной спектральной ширине
Поправку к измеренной эквивалентной ширине А> вычисляют по формуле
6Х входной щели спектрографа.
А-.—А* 2 г	1	1
л х =-4- Г1 + 2,7Z2 + 9,6Z4 -4(14- 4Z2) ф ~ Ai nA: L	1 ’ 2k '	' ' nA:2
к — АХ/Ад, и Z = 6Х/ДХ. В случае фотоэлектрического сканирования, спектральные ширины щелей монохроматора одинаковы, инструмен-
(13.48)
Здесь когда тальный контур представляет собой треугольник с основанием 6Х, равным удвоенной спектральной ширине щели.
Формула для вычисления поправки в этом случае
А - =	,3Z2 + 51Z4-590Z6-4(! + 8^)+ 4г 1. (13.49)
як L	2А: '	1	' 1 лА:2 J '	'
Для метода «широкой щели» формула учета крыльев линии имеет вид
^44^Г1 - w+412 • 3’2/4] •	(13-5°)
Для приближенных оценок влияния крыльев величины, стоящие в квадратных скобках в (13.48), (13.49) и (13.50), можно считать равными единице.
§ 4. Методы получения поглощающего слоя
Задачи, решаемые с помощью атомной абсорбционной спектроскопии, можно разделить на две группы. Первая группа — исследование заданных объектов с целью изучения их свойств, состава или определения происходящих в них процессов. В этой группе поглощающий слой задан и цель исследования заключается в получении и интерпретации его спектра поглощения.
к ']
МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ ПОГЛОЩАЮЩЕГО СЛОЯ
345
При аккуратной впайке кварцевых окошек тонким пламенем водородной горелки удается сохранить их прозрачность и плоскопараллельность. В за
висимости от сорта стекла закрытые стеклянные кюветы можно применять до температуры 300—400 °C.
Закрытые кварцевые кюветы можно использовать до 1200—1220 СС. При больших температурах кварц размягчается и откачанная кювета может быть сплющена внешним атмосферным давлением. Если перепада давления
нет или он очень мал, то форма кюветы сохраняется до 1300—1400 °C. К сожалению, нагретый кварц активно взаимодействует с парами многих металлов (литий, магний, кальций, стронций, барий и т. д.). В результате окна кюветы очень быстро становятся непрозрачными.
Некоторые металлы взаимодействуют с кварцем в жидкой фазе. Так, капелька жидкой меди за несколько минут проплавляет насквозь двухмиллиметровую стенку кварцевой кюветы, насыщенные же пары меди вплоть до 1200 °C не портят окошек. В таких случаях испаряемый металл помещают в лодочку
Гис 13.14. «Открытая» кювета для исследования спектров-* поглощения щелочных металлов (а) и «закрытая» кварцевая кювета (б).
из инертного материала.
Если кювета используется при низких температурах, ее можно изготовить из сортов стекла, обладающих достаточной химической стойкостью. Существуют стекла, достаточно устойчивые к парам щелочных металлов. Из них делаются, например, натриевые лампы. Иногда можно использовать кюветы с приклеенными подходящей замазкой окошками — например, сапфировыми или окнами из кристаллической окиси магния.
Чтобы предохранить окна закрытой кюветы от конденсации на них паров, необходим перегрев окошек (хотя бы на 0,1°) по сравнению со средней частью кюветы. Давление паров при этом определяется температурой наиболее холодной средней части кюветы. Особенно важно поддерживать такой
перепад при охлаждении кюветы после окончания опыта.
В некоторых случаях кюветы делают с отростком, помещенным в особую печь. Упругость паров задается температурой этого отростка. Если исследуются смеси паров, можно сделать несколько отростков, наполпив каждый соответствующим металлом. Однако такая система работает удовлетворительно лишь непродолжительное время. В пей происходит непрерывная перегонка паров из одного отростка в другой и, в конечном счете, перемешивание металлов.
Температура наиболее холодной части кюветы должна определяться с максимально возможной точностью. Упругость насыщенных паров зависит от температуры экспоненциально и недостаточно точное измерение может привести к большим погрешностям в определении концентрации атомов. Кривые упругости насыщенных паров элементов приведены на рис. 13.15а— 13.15в *).
*) Кривые относятся к чистым веществам. Следует иметь в виду, что небольшие-примеси могут заметно влиять на упругость пара.
344
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл. XIII
Рис. 13.15а. Кривые упругости паров элементов [13.4].'
Рис. 13 1.’>б. Кривые упругости паров элементов [13 4].
S 4]
МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ ПОГЛОЩАЮЩЕГО СЛОЯ
345
На упругость паров может оказывать некоторое влияние давление постороннего (обычно инертного) газа, которым наполняют иногда абсорбционную кювету. Такое влияние, однако, замечено лишь при давлениях выше нескольких атмосфер.
Для создания однородного столба паров с известной концентрацией атомов используется и другой метод. 13 закрытую кювету помещается строго дозированная навеска вещества. Количество его должно быть меньше необходимого для создания насыщенных паров при выбранной температуре.
С момента полного испарения навески концентрация атомов уже по зависит от температуры кюветы, точно измерять которую уже пет необходимости. Этот способ применим лишь в тех случаях, когда адсорбция металла стенками кюветы и химическое взаимодействие с ними не уменьшают общего количества атомов, находящихся в газообразной фазе.
При количественном исследовании спектров поглощения необходимо знать длину пути .лучей в поглощающей среде. 13 случае жидкостей и газов эта длина ограничена окнами кюветы. Однако опа пе всегда совпадает с толщиной кюветы. Действительно, пучок лучей, проходящий через кювету, имеет некоторую угловую апертуру. Оптическая толщина слоя для наклонных лучей будет больше, чем для лучей, идущих вдоль оси кюветы. Поэтому кювету следует всегда помещать в хорошо коллимированный пучок. Окна ее должны быть перпендикулярны направлению пучка.
Допустимые отклонения от этих условий определяются требуемой точностью измерений. Полагая 6Z/Z — 0.01, легко показать, что угловая апертура пучка в 25° не вызовет измеримых искажений. Пепараллельность окон кюветы также вызывает ошибку в измерении коэффициента поглощения. 23 АП Зайдечь и др
34G
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл. Х1П
Поправки па пепараллельность окоп нужно вносить, если обусловленная ей ошибка сравнима с погрешностью измерений.
Нетрудно полупить кювету, длина которой в разных участках отличается не более 0,1 мм. Для всех кювет длиннее 1 см такая точность обеспечивает необходимое постоянство оптической толщины.
Однако для веществ с большим коэффициентом поглощения приходится пользоваться кюветами толщиной в десятые доли миллиметра. В этих случаях окна должны быть установлены параллельно друг другу с точностью до долей длины волпы. Они должны быть отполированы с такой же точностью. Иногда непостоянство толщины плоской кюветы является главным источником ошибок измерения.
Печи. Для нагревания закрытых кювет необходимы печи, обеспечивающие достаточный изотермический объем и возможность перегрева окон кюветы. Такие трубчатые печи с рабочей температурой до 1600 °C делают обычно из тугоплавкой фарфоровой, шамотной или алупдовой трубки, на
Рис. 13 16 Конструкция установки для получения столба паров исследуемого металла в абсолютных условиях при температуре до 1200 °C 1 — латунные насадки, охлаждаемые проточной водой, 2— свинцовые змеевики,^ з —кварцевая труба, 4 —керамические фланцы, з —листовой асбест, 6 —листовое железо, 7 —асбестовая крошка, 8 —oi пеупорныс керамические трубы, 9 - воздушная прослойка, 10 — обмотка из проволоки ЭН-095 диаметром 1,5 дч, 11 — замазка (70% Л12ОП -i- 30% каолина), 12— фарфоровая трубка, 13 —кварцевая кювета с плоскопараллельными окнами, /4 —дифференциа 1ьпая платино-платииородиеиая термопара д 1я контроля распределения температуры в печи, 1.5—исследуемый металл, 16 — термопара для измерения температуры кюветы.
которую наматывают проволочный нагреватель. До 1100 °C можно использовать нихром марки ХП80/20, более высокие температуры (до 1200 °C) выдерживают нагреватели из железо-хромо-алюмппиевых сплавов № 2 (1150 °C), № 3 (1300 °C), № 4 и ЭИ-695 (1400 °C).
Печи с силитовыми (карборундовыми) нагревательными элементами позволяют получать температуру до 1400 °C.
Платиновые печи также обычно рассчитаны па предельную рабочую температуру 1400 °C, одпако они допускают кратковременный перегрев до 1600 °C. Следует иметь в виду, что при температуре свыше 1400 °C платина заметно испаряется.
Выравнивание температуры и перегрев окошек обеспечивается либо непостоянным шагом намотки нагревательной проволоки, либо дополнительными обмотками с независимым управлением.
Хорошие результаты достигнуты при использовании печей с секционированными обмотками. Схема печи с трс.хсекциопной обмоткой приведена на рис. 13.16.
Полое высокие температуры (до 2000 °C) достижимы в печи с молибденовыми нагревателями. Такие нагреватели .могут работать только в вакууме или в восстановительной атмосфере. Часто делают печи, в которых молибденовый нагреватель омывается нарами спирта.
§ и
МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ ПОГЛОЩАЮЩЕГО СЛОЯ
347
Для нагревания открытых кювет также используются электрические печи сопротивления. В этом случае нет необходимости заботиться о перегреве окошек или о прецизионном постоянстве температуры вдоль печи. Копны
Рис 1*1 17. Разрез печи Кинга’ g —g —графитовая тр>бка.тл — b — токоподводшцпе графит°вые блоки, Э — Э — охлаждаемые электроды, М — манометр, а — о —кварцевые окна. л
кюветы в таких случаях значительно выступают из печи, так что греется только средняя ее часть. При невысоких температурах обмотка непосредственно наматывается па кювету. Иногда на стенки кварцевой кюветы нано-
сится проводящий слой, по которому пропускают ток.
В ряде случаев нагревательный элемент нечи одновременно играет роль кюветы. Такова, папример, трубчатая вакуумная печь Кинга
и
Рис 13.18. Кривые распределения температуры вдоль трубки печи Кинга' 1 — для утоньшенной посредине, 2 — для цилиндрической, з — для веретенообразной.
(рис. 13.17). Телом накала служит графитовая трубка, по которой пропускают ток силой в несколько тысяч ампер от понижающего трансформатора. Для создания нужного распределения температуры сечение трубки делают переменным (обычно среднюю часть толще). При этом увеличивают эперговыделение па концах трубки, чем компенсируют повышенные потери тепла в этих местах (рис. 13.18).
Рис И 10 Устройство э юмента печи Кинга для нагревания до высоких температур столба легко .испаряющихся веществ 1 —трубка с продольным разрезом, 2—1рафитовый кожух, з— замазка (Л12О3), 4 — испаряемое вещество.
Испаряемое вещество помещают в трубку печи Кинга, иногда с помощью специальных устройств, позволяющих осуществлять загрузку без нарушения вакуума. Нары легко испаряющихся металлов иногда надо сильно перегревать для создания большой заселенности высоко расположенных уровней. Для этого используются специальные графитовые отростки с независимым подогревом, либо испаряющееся вещество помещают в дополнительный кожух, из которого пары поступают в трубку по особым прорезям (рис. 13.19).
23*
348
ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ
[Гл XIII
Печь Кинга обычно разогревается за несколько секунд. Время разогрева зависит от теплоемкости и теплоизоляции трубки. Теплоизоляция осуществляется графитовыми экранами, окружающими нагреватель. Максимально достижимая в печи Кинга температура 3000 °C. При этой температуре уже происходит интенсивная возгонка графита и быстрое разрушение трубки.
В атомно-абсорбционном спектральном анализе применяется специальная графитовая кювета [151, представляющая собой, как и ист, Кинга, нагреваемую током графитовую трубку. Анализируемое вещество вводится па электроде в разогретую кювету через отверстие в стенке. Для быстрого и полного испарения пробы электрод разогревается либо специальной дугой, либо за счет омического сопротивления в месте контакта с кюветой.
Другие способы получения поглощающего столба паров. Для создания поглощающего слоя используются также другие* способы. Широко применяется пламя 113.(5, 15, 13.7, 13.81, ударные трубы [13.9. 13.10I, а также газоразрядные источники света — дуги, плазматроны 110.201. импульсные и стационарные разрядные трубки, разряд в полом катоде Для образования поглощающего облака атомов применяется также концентрированное импульсное, в том числе лазерное, облучение образца.
Поглощающий слой может быть образован направленным потоком атомов (атомным пучком). 13 этом случае абсолютное количество атомов в пучке может непрерывно измеряться с помощью вакуумных микровесов, на чашке которых конденсируются атомы.
Очень хорошие результаты дает высокочастотный факельный разряд [13.111. позволяющий атомизировать трудполетучие и трудподиссоциируе-мые вещества. Такие же результаты дает магнетронный атомизатор.
Г Л ДВА XIV
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
Изучение зависимости показателя преломления от длины волны в окрестностях липий поглощения дает возможность получить много цепных сведений об исследуемой среде.
В настоящей главе будут кратко рассмотрены основные методы исследования аномальной дисперсии. Особое внимание будет уделено методу крюков Д. С. Рождественского. Созданный около 60 лет назад метод крюков не потерял и сейчас важного научного значения.
§ 1. Метод Пуччианти
Интерферометрический метод исследования аномальной дисперсии был предложен Пуччианти в 1901 г. Двухлучевой интерферометр (рис. 14.1)
Рис. 14.1. Схема метода Пуччианти (пластинка Р вводится в интерферометр для образования ьрюьов (см. 8 - яаст гл )).
освещается источником сплошного спектра. Горизонтальные интерференционные полосы проектируются объективом на вертикальную щель спектрографа (пулевая полоса в середине щели). В его фокальной плоскости появляются полосы, развернутые в спектр. Полосы эти соответствуют уравнению
А =- кк,	(14.1)
где А — разность хода в обоих плечах интерферометра. Величина А в каждой точке интерференционной картины, спроектированной на щель, определяется наклоном друг относительно друга фронтов интерферирующих волн (рис. 14.2) и линейно растет вдоль высоты щели
А _ Ъу.	(14.2)
Таким образом, для развернутой в спектр к-й полосы окажется справедливым равенство
р=4х-	(1^.3)
350
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
[Гл. XIV
веером в красную сторону, становясь
У
Рис. 14 2 ОиЪЯСНОПИС ВИТЯП1ГЯ НЭП 1011.1 фронтов интерферирующих войн па ширину полос.
Нулевая полоса (к = 0) представляет собой горизонтальную прямую, направленную вдоль дисперсии спектрографа. Полосы высших порядков расходятся все более наклонными с увеличением порядка интерференции к.
При введении в одно из плеч интерферометра плоскопараллельного слоя исследуемых паров к разности хода, определяемой равенством (14.2), добавится величина
Д' - (п - 1) I, (14.4) где п — показатель преломления, I — толщина исследуемого слоя.
Таким образом, вместо (14.3) мы будем иметь следующее уравнение, определяющее форму интерференционных полос в фокальной плоскости спектрографа:
=	i-(n-l)-L.	(14.5)
Из этого уравнения следует, что
нулевая полоса прочертит в определенном масштабе кривую дисперсии
= (14-G)
Этот масштаб определится настройкой интерферометра (б) и толщиной исследуемого слоя (/).
Рис 14 3 Картина аномалиям'! дисперсия (а) и крюков (б и в) в парах скандия. Сиимьам б) и в) соответствует разная толщина птасгиппи р.
Полосы высших порядков прочертят почти подобные кривые, поскольку слагаемое ~ X в (14.5) обычно невелико и изменяется с длиной волны очень медленно. В пределах участка спектра шириною в несколько десятков ангстрем его агонию считать постоянным.
Метод Пуччиапти очень нагляден (см. рис. 14.3, а), однако для количественных исследований дисперсии мало приспособлен.
§ 2]
МИТОД КРЮКОВ
351
При его применении необходимо измерение интерферограммы по двум координатам, что представляет значительные трудности. Двухлучевые интерференционные полосы обладают полушириной, равной половине расстояния между пими, поэтому измерения ординат па интерференционной спектрограмме недостаточно точны. В области, близко примыкающей к линии поглощения, интерференционные полосы становятся почти вертикальными и настолько частыми, что не разрешаются спектрографом (рис. 14.3, и, 14.4, б). Поэтому измерения вблизи линии весьма трудны. Этот метод редко применялся для количественных исследовании аномальной дисперсии. Одно из наиболее детальных исследований проделал в 1909— 1912 гг. Д. С. Рождественский, исследовавший аномальную дисперсию паров натрия в окрестностях желтого дублета.
В ходе выполпения этой работы Д. С. Рождественский разработал новый метод, названный им «методом крюков».
Рис 14 4 Интсрференпиопные полосы, развернутые в cnoh'ip: п) горизонта ваше полосы (разность хода равна нулю), б) кривые дисперсии, образующиеся при введении в одно и ючо интерферометра исследуемых паров (Мп, XX 4031—33 — .3 1А), в) наклонные полосы, образующиеся при введении в другое плечо интерферометра и кзетипки Р, г) — крюки у линий поглощения (введены л пары и пластинка).
§ 2. Метод крюков
Описание метода. Д. С. Рождественский предложил L14.1] наряду с исследуемым столбом паров вводить в другое плечо интерферометра плоскопараллельную пластинку из стекла или любого другого прозрачного однородного вещества (см. рис. 14.1).
Интерференционные полосы, образующиеся при введении одной
только пластинки (рис. 14.4. в) имеют наклон, противоположный наклону, вызванному парами. При одновременном введении и паров и пластинки (рис. 14.4, г) у линий поглощения образуются максимумы и минимумы, названные Д. С. Рождественским крюками.
Как будет показано ниже, измеряя по интерферограмме длины волн, соответствующие вершинам крюков, можно определить дисперсию исследуемых паров вблизи липой поглощения.
Каждая интерференционная полоса, наблюдаемая в фокальной плоскости спектрографа, является геометрическим местом точек, для которых разность фаз интерферирующих волн постоянна. Переход от полосы к полосе соответствует изменению разности фаз иа 2л.
Фиксируя ординату интерференционной картины и перемещаясь по спектру вдоль оси X, мы наблюдаем непрерывное изменение разности фаз, другими словами — картина полос является хроматичной. Введение пластинки ахроматизует интерференционную картину в точках спектра, соответствующих положению вершин крюков (рис. 14.5). 15 этих точках полосы касательны к оси длин волн. Это указывает па равенство пулю производной от разности фаз но длине волны
i - ж (-А' -	'') J - °-
(14.7)
352
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
Гт XIV
Здесь п' и V — показатель преломления и толщина пластинки, введенной в интерферометр для образования крюков. Проведя дифференцирование, получаем
, dn _,, г «'— 1 dn' 1	7 и—1
~l~dX~1 L~	Г“
(14.8)
Второе слагаемое в правой части формулы (14.8), как правило, составляет лишь доли процента от первого и им обычно можно пренебречь. При
Рис. 14 5 Изменение с дчипой волны разности фаз интерферирующих волп в окрестности крюка.
Гис 14.6 Зависимость постоянной метода крюков дли флюорита от длины волны
этом правая часть равенства полностью определяется показателем преломле-ния и толщиной пластинки, вводимой в интерферометр для образования крюков.
Учитывая это, получаем
> = --
где
ВД-т—тг	<гл°>
— так называемая «постоянная метода крюков» *).
Па рис. 14.6 приведена зависимость постоянной метода крюков от длины волны для флюорита.
Таким образом, метод крюков позволяет определить производную от показателя преломления газа по длине волны для тех длин волн, в которых образуются крюки.
Как известно, величина показателя преломления разреженного газа вблизи линий поглощения определяется формулой Зельмейера:
з где
e^Njfj ai —г—5~ •
Здесь Nj — заселенность нижних уровней, соответствующих линиям поглощения Xj, a fj — силы осцилляторов этих линий. Проведя дифференцирование
*) Как нетрудно видеть, к (X) — величина ио постоянна», что мы и старались подчеркнуть, указывай па зависимость ее от длины волны. Однако мы здесь сохраним традиционное название этой величины.
§ 2]
МЕТОД КРЮКОВ
353
и подставляя значение dn/dk для длин волп, соответствующих вершинам крюков, в формулу (14.9), имеем
V	=1,	(14.12)
^1 (л —
3
где
a,-Z	е1'/.'1
р,=-	-}-Ух	- Njfjl.	(14.13)
Ik (X)	4л/»с2А- (X) Г J	'	>
Рабочие формулы. Если в уравнении (14.12) можно пренебречь всеми слагаемыми кроме одного (одиночная линия), то
₽ - Л2,	(14.14)
где Л — половина расстояния между вершинами крюков по обе стороны от липии (рис. 14.7):
А _ Г - к - к - к'.	(14.15)
В этом случае крюки располагаются симметрично относительно линии поглощения и тогда
Njl =	Д2.	(14.16)
Таким образом, метод крюков позволяет непосредственно определить величину Njl по измеренному на интерференционной спектрограмме расстоянию между вершинами крюков.
Уравнение (14.12) можно решить относительно величин Р; и в случае, если в нем содержится несколько слагаемых. Обычно пользуются
Рис. 14.7. Картина крюков около одиночной линии поглощения (Gal, X — 4172 Л).
Рис. 14.8. Картина крюков для дублета All, XX = — 3944--.39(51 Л.
приближенными формулами. При их выводе предполагается, что крюки расположены симметрично относительно липии поглощения 114.1].
Для случая дублета они имеют вид

(14.17)
Обозначения ясны из рис. 14.8; см. также (14.22).
В первом приближении можно пренебречь всеми слагаемыми в каждой из фигурных скобок, кроме единицы, т. е. перейти к случаю изолированных линий:
Pi-А?, р2 = А2,	(14.18)
а затем — ко второму и последующим приближениям.
354
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
[гл. xiv
Для случая триплета приближенные формулы имеют вид
Р1 — М {1 -т[(п.ьл|)2+ (е1_д1)2]-
_КГ_________1___-+________I_____П ,
2 L (si-J-fj -Aj)2	— A!)2 J J
₽2-=Д2 {i --^[(fl_-A2)2 + (8i-A2)2'J-
_ К Г 1 л. 1	~11
2 L (f2'|-A2)2	(r2—Ao)2 jf ’
a __д 2 f 1 _ Pl Г__1______i ______t_____1__
Pi 3 I 2 I- (йт^-Л)2	(йт^-А.,)2 J
_A Г______!__ , ____!___П
2 L(k2 rA3)2	(e2 —A;t)2 J J • _
(14.19)
Обозначения ясны из рис. 14.9. Система решается методом последовательных приближений. В первом приближении можно, пе допуская обычно погрешности более 15—20%, положить
Рис 1 \ 9 Каргина hpiobon a hi триплета MnJ, 7Л — Л131—33— - 34 Л
Точные уравнения
₽1 = Л1, ₽2 = Ао, ₽, = Д|,	(14.20)
после чего перейти ко второму и последующим приближениям.
Даже при исследовании тесных триплетов с расстоянием между компонентами порядка 1	2 Л в большинстве случаев .можно ограничить-
ся вторым приближением.
Формулы (14.17)—(14.19) распрострапимы на любое число линий. Соответствующие системы уравнений для вычисления величин рп имеют вид f. = м 1'1 - 21 {4	.1д)-} I.
I-	- I {till ‘•'ll)	\Ь111 — t'n) J J
г-/-п
п = 1, 2, ..., к. (14.21)
Здесь к — число влияющих друг па друга линий, &ni — I ^-п	|-
Для участков тесных скоплений линий в мио-голинейчатых спектрах (например, титана, кобальта, ванадия [14.2]) приходится решать системы (14.21), содержащие 5, 6 и более уравнений.
должны учитывать асимметричное относительно
линий поглощения положение крюков в тесных скоплениях линий. Для дублета согласно Д. С. Рождественскому [14.1|
6:,6
R =	^1^2 ft _ _____________
P1 1 Нод ’ Рг’ 1 а2
(14.22)
где
61§2/е2
6..(64/г2
1-(б162-|-6364)/е2 ’ “2 “ 1 — (бгбл ,-W/«2 •
Обозначения ясны из рис. 14.8.
Встречается еще одип важный случай, когда между тесно расположенными .линиями пе удается получить хорошо измеримых крюков (рис. 14.10). Тогда измеряются расстояния от линий поглощения до внешних крюков
§ 21
МЕТОД КРЮКОВ
355
(6± и 64). Значения |3; вычисляются по формулам 114.1]:
Погрешности метода крюков. При определении методом крюков величины Л'// для изолированной линии необходимо измерить расстояние по спектру между вершинами крюков ио обе стороны от линии. Погрешности метода полностью определяются ошибками этих измерений. Для повышения точности необходимо отодвинуть крюки даль-
ше от липии и сделать их как можно острее.
Обоим этим требованиям можно удовлетворить, увеличивая плотность паров, длину их столба I и увеличивая при этом толщину пластинки V, вводимой в интерферометр для образования крюков. При малой оптической толщине столба паров погрешности возрастают как за счет малости измеряемых расстояний между крюками (случайная погрешность), так и за счет асимметрии крюков (систематическая погрешность).
Асимметрия крюка вызвана тем, что с внешней его стороны наклон полос обусловлен в основном пластинкой и практически постоянен, с внутренней же стороны основную
Гис U 10 Картина крюков для тесного дублета, когда между линиями пе образовалось крюков (Xal, XX = -5890—96 Л).
ро:н» играет дисперсия паров, которая стреми-
тельпо растет при приближении к центру линии (рис. 14.5). Поэтому внешние от линии стороны крюка всегда более пологи, чем внутренние.
Измерение крюков, обладающих сильной асим.метрией,— операция в значительной степени субъективная. Поэтому пе следует в случае малой дисперсии ограничиваться пластинкой небольшой толщины, остерегаясь прибли-
зить крюки к линии.
Воспроизводимость измерений при этом действительно увеличивается, однако возникают систематические погрешности от асимметрии, преувеличивающие расстояние между крюками. Избавиться от систематических погрешностей можно, увеличив толщину пластинки. При этом крюки неизбежно приближаются к линии, однако форма их улучшается и совмещение нити компаратора с вершинами крюков становится более точным. Конечно, увели
чивать толщину пластинки следует лишь до разумных пределов, поскольку результаты измерений могут быть искажены крыльями линии.
Когда наклон полос, обусловленный пластинкой, превышает 75—80°, асимметрия крюка невелика и практически пе сказывается па точности измерений (рис. 14.11).
Нетрудно показать, что угол наклона полос а, обусловленный пластинкой, определяется формулой
tgа _	i'nd = —l'L .	(14.24)
Здесь d~ k/b — расстояние по высоте между соседними интерференционными полосами, обусловленное настройкой интерферометра, L — обратная линейная дисперсия спектрографа.
356
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
[Гл. XIV
Гис, 14 И. Влияние толщины флюоритовой пластинки па асимметрию крюков (Tif, XX	.3982 — 90—99 А),
а) без пластинки, б) Г - 2 мм, «) Г — bмм
Жамена. Последний, однако, не оправдал
Полагая в (14.24) tg а 5, что соответствует а >79°, находим условие, при выполнении которого асимметрия крюков не сказывается па точности измерений
/c(X)Z'>5A-.	(14.25)
Например, для X -- «>000 A, L — 5 А/лыи и d - 1 мм для образования достаточно симметричных крюков необходима флюоритовая пластинка (см. рис. 14.6) толщиной не менее 5 мм.
Разумеется, условию (14.25) можно удовлетворить не только увеличением толщины нластинки, по и увеличением ширины интерференционных полос d. Однако па спектрограмме нежелательно оставлять менее двух крюков с каждой стороны от линии.
Интерферометр. В принципе безразлично, каким интерферометром пользоваться при исследовании аномальной дисперсии.
Д. С. Рождественский начинал свои работы с интерферометром Майкельсона, затем, неудовлетворенный непрерывным смещением полос вследствие температурных влияний, он попытался получить лучшие результаты с интерферометром возлагавшихся на него надежд,
так как толстые стеклянные пластины интерферометра очень медленно' нагревались мощными световыми пучками от дугового источника. Это приводило к непрерывному смещению полос. Наилучшие результаты были получены с четырех.зеркалытым интерферометром (рис. 14.1), который и стал традиционным при исследованиях аномальной дисперсии. Этот прибор называют интерферометром Рождественского.
Но своей оптической схеме он аналогичен интерферометру Маха — Цандера. Однако в интерферометре Рождественского зеркала в каждой головке устанавливаются параллельно друг другу и поворачиваться может только вся головка относительно другой. В интерферометре Рождественского наблюдаются полосы равного наклона, локализованные на бесконечности (или в фокальной плоскости объектива).
В интерферометре Маха — Цандера каждое зеркало имеет вращательные степени свободы, в результате чего можно изменять ориентацию, ширину и область локализации образующихся полос.
Следует отметить, что современные дуговые и импульсные источники сплошного спектра, высокочувствительные фотоматериалы и светосильные спектрографы позволяют получать интерферограммы с очень короткими выдержками (до долей микросекунд). Поэтому многие из преимуществ интерферометра Рождественского, относящиеся, главным образом, к стабильности интерференционной картины, в настоящее время пе столь существенны. При решении некоторых задач целесообразно использовать более простые интерферометры Жамена и Рэлея или двухпроходпый и потому более чувствительный интерферометр Майкельсона.
Зеркала интерферометра Рождественского обычно представляют собой кварцевые, стеклянные или флюоритовые пластины толщиной 4—10 мм и диаметром до 50—60 мм. Непрозрачные зеркала имеют плоские поверхности, изготовленные с точностью до 1/5 — 1/10 полосы. Они покрываются
МЕТОД КРЮКОВ
357
1‘нс 14 12 Зависимость ярьпегп интерференционной картины иг соотношения между коэффициентами отражения и при-11 \екания светоде.штеаьшйх зеркал интерферометра
полностью отражающим слоем, чаще всего алюминиевым, а иногда широкополосным многослойным диэлектрическим покрытием, рассчитанным для угла падепия 45°. Полупрозрачные зеркала должны быть плоскими и плоскопараллельными до 1/5—1/10 полосы.
Оптимальное покрытие имеет одинаковый коэффициент отражения R и пропускания Т. Пели оба полупрозрачных зеркала одинаковы, а так оно обычно и бывает, поскольку покрытия на них наносятся одновременно, то при R =/= Т контраст интерференционных полос не снижается. Действительно, каждый пучок проходит один раз через полупрозрачное зеркало, а другой раз отражается от такого же зеркала. Рис. 14.12 иллюстрирует зависимость яркости интерференционной картины от соотношении между R и Т. Пз пего следует, что .можно не добиваться точного равенства коэффициентов отражения и пропускания. При R/T --2 яркость интерференционной картины спадает лишь на 10%. Яркость уменьшается вдвое лишь при соотношении R/T — ().
Каждое зеркало прижимается пружинами к трем полированным сферическим
выступам. В процессе установки зеркал на параллельность выступы слегка подполировывают замшевой щеточкой с топким абразивом.
Настройка интерференционной картины. Обе головки интерферометра совершенно одинаковы. Каждая из пих устанавливается па специальной подставке с тремя винтовыми ножками (h, g', g" па рис. 14.13). Головки могут также вращаться вокруг вертикальной оси. Для настройки интерференционной картины обычно используют головку, ближайшую к спектрографу. При вращении ее вокруг вертикальной оси угол Ъ между интерферирующими пучками остается постоянным, а изменяется только разность хода между ними. Поэтому расстояние по высоте .между интерференционными полосами d при вращении винта Р не меняется, а меняется только наклон видимых в спектре полос. Горизонтальность наблюдаемых в фокальной плоскости спектрографа полос указывает на то, что разность хода невелика. В этом случае' полосы обычно мож
но наблюдать в неразложонном свете непосредственно па щели спектрографа. Вращением ножки h поворачивают головку вокруг горизонтальной осп g’g". При этом меняется только угол Ъ, иод которым сходятся интерферирующие
358
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
[Гл XIV
в каждой из них па параллельность
Рис 14 14 Юстировка интерферометрической ГОТОВЫ! (!) С ПОМОЩЬЮ UPpiuLl.l, б) С ПОМОЩЬЮ Ритина зеркал, в) петюсредстиепио автоколлиматором.
пучки. Этим углом определяется расстояние по верти кали между интерференционными полосами. Таким образом, вращением ножки h меняют ширину полос. Расширяя полосы, можно прийти к «бесконечно широкой» полосе, которой соответствует строгая параллельность веек четырех- зеркал интерферометра. При дальнейшем вращении ножки h н том же направлении полосы сужаются (переход к углам Ъ другого знака). Обе регулировки (наклон и ширина волос) совершенно независимы только в очень тщап’лыю изготовленных приборах.
Перед образованием столба паров и введением в интерферометр пластинки для образования крюков полосы в фокальной плоскости сиектршра-фа должны быть горизонтальны. Ширину полос выбирают так, чтобы па высоте спектра их уместилось несколько (обычно 3—4).
Юстировка головок интерферометра заключается в установке зеркал и в уравнивании расстояний между зеркалами в обеих головках. Параллельность контролируется автоколлиматором, желательно с секундной шкалой.
Для контроля нужно хорошее зеркало (рис. 14.14. о), размер которого превышает расстояние между зеркалами интерферометра. Зеркало устанавливается вертикально. Вместо пего можно использовать две чашки со ртутью (рис. 14.14, б), однако это требует поворота головки интерферометра па !)() и возможно лишь, если такое положение предусмотрено ее конструкцией.
Интерферометры с небольшим расстоянием между зеркалами можно юстировать непосредственно с помощью автоколлиматора с достаточно большим диаметром объектива (рис. 14.14, в).
Другая задача юстировки—уравнивание толщины головок. Интерферометр с головками одинаковой толщины дает в белом свете горизонтальные интерференционные полосы. Если полосы образуют с вертикальной щелью спектрографа угол, отличный от прямого, то это указывает на неравенство толщин головок. Впрочем, небольшой наклон полос (10—
15°) не скажется па качестве интерференционной картины. В этом случае пет нужды заботиться о точном уравнивании расстояний между зеркалами в головках.
Отличие толщин головок А легко определить, пользуясь формулой *)
X cos о>
о 2 —
(14.26)
*) Здесь излагается метод, описанный Д. С. Рождественским в одной из его рабочих тетрадей.
§ 2]
МЕТОД КРЮКОВ
359'
Здесь о — угловая ширина полос, (о — угол, который составляют полосы
со щелью.
Для определения угловой ширины полос измеряют их ширину па экране, располагаемом последовательно на разных расстояниях от интерферометра. При этом, разумеется, не пользуются проектирующей оптикой.
Остается выяснить, какая из двух головок интерферометра имеет большую толщину. Если мри опускании ножки h полосы па щели, видимые по направлению К (см. рис. 14.13), переходят из четвертей Л и 1V в I и 77/, то ближайшая к спектрографу
головка имеет меньшую толщину.
Заметим, что строгое уравнивание толщин головок интерферометра — операция длительная и кропотливая. Ее можно избежать, если вставить в каждую головку по одинаковой плоскопараллельной прозрачной пластинке, одна из которых может вращаться вокруг вертикальной оси (рис. 14.15). Тогда наклоном этой пла-
Рис 14 15. Схема уранпппапип толщин головок интерферометра с помощью плоскопараллельных пластинок.
стилки можно очень точно
свести к нулю разность хода, создаваемую отличием головок по толщине.
Пластинки, вводимые в интерферометр для образования крюков. Требования к точности изготовления пластинок, служащих для образования крюков, аналогичны требованиям к другим деталям интерферометрической установки— они пе должны вносить в волновой фронт искажений больших, чем Х/4 ч- VI0.
Пластинки изготавливают обычно из флюорита, иногда из фтористого-лития или плавленого кварца. Стеклянные пластипки менее пригодны, поскольку их состав и, следовательно, показатель преломления пе столь определенны, как в случае кварца, LiF, CaF2. Поэтому постоянная к (X) для стекла пе может быть рассчитана по формуле (14.10), а должна определяться экспериментально, что возможно лишь с гораздо меньшей точностью.
Интерполяционные формулы для расчета показателя преломления плавленого кварца и флюорита при температуре 25 СС имеют вид [14.7J соответственно
2 о Н7«Н/г, । 0,008777808	84,06224
п _ 2,9786jo ф-Х2__Ui010(;09 9б,0иооо—X2 ’	(li.-/а)
2	.	0,5675888 X2	0,4710914 X2 ,	3,8484723 X2
П ~ 1 + V —(0,050263603)2‘I’ X2—(0,1003909)2 । X2 —(34,64 9040)2 ’ I14 — '0) где X — длина волпы в микронах.
Для эксперимептальпого определения постоянной к (X) необходимо тщательно настроить интерференционную картину, сделав полосы в спектрографе горизонтальными. Затем в одно плечо интерферометра надо ввести пластинку, для которой определяется постоянная к (X).
Сосчитав число полос р, укладывающееся в спектральном интервале ДХ (
*«=-ЫГ-	(Ы.28)
от X — ~ до X -|- можно вычислить величину к (X) но формуле «Ы	Zj /	*
360
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
Гг.1. XIV
Действительно, введенная в интерферометр разность фаз для фиксированной ординаты интерференционной картины будет
2л (,i'. Г = 2кл. Л
Дифференцируя обе части этого равенства, имеем
п' — 1	dn'  dk X
X	гУ7.	dk V
(14.29)
(14.30)
В левой части последнего выражения стоит искомая величина к (к) [см. формулу (14.10) |. Полагая во всем интервале AX dkldk -const и заменяя dk — /?, dk ДХ, получаем выражение (14.28). Формула (14.28) является приближенной, поскольку мы считаем, что в конечном интервале ДХ
dk d Г п' - 1 ,, 1	. . о
—г——const.	(14.31)
dk dk L X J	'	>
Это справедливо лишь в случае, если уравнение дисперсии пластинки имеет вид
п' — 1 - ИХ2 - Вк С.	(14.32)
Па самом деле для всех прозрачных веществ зависимость п — 1 от X приближенно выражается уравнением [точнее, см., например, (14.27)]
п — 1 —- А'к 2 В'к 1 i С.
(14.33)
грешностям больше 1—2%,
Рис 14 10 Держатель пластинок, вводимых в интерферометр дш образования крюков
Тем пе менее определение к (X) по формуле (14.28) обычно пе приводит к по-поскольку коэффициенты Л' и В' в формуле (14.33) малы, а интервал ДХ можно взять небольшим.
Набор пластинок разной толщины устанавливается в специальном держателе (рис. 14.16), конструкция которого предусматривает воспроизводимое введение в пучок любой комбинации пластинок.
Необходимо обратить особое внимание на установку пластипок нормально падающему пучку света.
Увеличение чувствительности метода крюков. Как уже отмечалось, одним из недостатков метода крюков является его малая чувствительность. Повышение чувствительности может быть достигнуто увеличением числа проходов пучка света через слой исследуемых паров. Двукратный выигрыш
в чувствительности по сравнению с интерферометром Рождественского дает интерферометр Майкельсона.
Другая возможность заключается в применении многопроходных устройств с полупрозрачными зеркалами, которые вводятся в обе ветви интерферометра. Между полупрозрачными зеркалами помещается кювета с парами и плоскопараллельная пластинка, служащая для образования крюков.
Небольшим наклоном одного зеркала можно пространственно разделить на щели спектрографа интерференционные картины, образованные при одно-, трех-, пяти- и семикратном прохождении света через кювету. Расстояния
между крюками во всех картинах остаются одинаковыми, поскольку соответ
§ з]
ДРУГИЕ МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ДИСПЕРСИИ
361
ственно растет число проходов через компенсационную пластинку. Острота же крюков и точность измерения при многократном прохождении увеличиваются. При вынесении пластинки из промежутка между зеркалами расстояние между крюками растет в ]/3, У 5, ]Л7, . . . раз.
§ 3. Другие методы исследования дисперсии
Метод наложения интерференционных картин, развернутых по спектру. При наложении двух нли более сеток возникает характерная картина полос, которую называют муаром (рис. 14.17). Муаровые полосы обладают свойством выявлять изменения периодичности исследуемых структур и их перемещения, поэтому их давно используют в измерительных целях. Такие	;
полосы, образующиеся при IIIIIUIIIII наложении двух иптерферо-	«»»|||111Ш1Ш11ШЦЦЦЦШм1111|1И11ШН111
грамм, соответствующих раз-	Ц||||ИИ|ИН|МИИМННМНМИН|1
ныл состояниям исследуемого	11п1ш|П1|т|т|ш|пПт|1п1пП^ПП||||
процесса, можно использовать	1Ц^МН^ШШ|Н|||||||||Ши||||1НЦ1Ш||||1
для регистрации изменений	1ВН||Н||||||Н|||||ВН|||||||||||НИН|Н||
интерференционной картины.
Наложение обычно осутцеств-ляется путем последователь-пого фотографирования па * одно и то же место фотопластинки двух иптерферо-	Рис. 14 17 Образование vyapa
грамм, что позволяет судить об изменениях, произошедших с объектом. В точках интерферограммы, где исследуемое возмущение изменяет разность хода па нечетное число полуволн и где, следовательно, происходит смещение картины па полнолосы, полторы полосы и т. д., наблюдаются размытия интерференционных полос, создающие муаровый узор.
Дифференциальность этого эффекта представляет значительные удобства при измерениях. Нет необходимости заботиться об исходной настройке интерферометра, надо только, чтобы полосы имели частоту, достаточную для резкого выявления размытий на их фоне. Метод наложения интерференционных полос может быть использован при регистрации двумерного интерференционного поля в монохроматическом свете 114.3] и при наблюдении интерференционных полос, развернутых по спектру [14.4]. В последнем случае измеряемой величиной являются длины воли, соответствующие раз.мы-тиям. Положение размытия в спектре и его номер /с полностью определяют изменение разности хода между интерферирующими пучками, произошедшее за интервал времени между двумя экспозициями
(14.34)
Изменение рефракции 6 (« — 1) может быть обусловлено изменением плотности газа, изменением концентрации электронов, или действием обеих этих причин. В нервом случае величина 6 (и — 1) практически не зависит от длины волны. Исключением являются области спектра, близкие к линиям поглощения газа, где эта зависимость определяется формулой (14.11). Во втором случае изменение рефракции пропорционально квадрату длины волны
6 (п - 1) =	« 4,5- 10“146/VcX2.
'	' 2ninc2	’	с
(14.35)
^4 А. Н. Зайдель и др.
362
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АПОМЛ.П.ПОЙ ДИСПЕРСИИ
[Гл. XIV
В общем случае изменение рефракции o6yc.ion.ieno изменением плотности газа, концентрации частиц, образующих липии поглощения, а также изменением концентрации электронов. Раздельное определение всех этих величин возможно лишь, если определено изменение рефракции для нескольких длин волп. Для этого необходимо зафиксировать положение в спектре нескольких размытий.
Применение метода наложения в областях спектра, близких к линии поглощения, позволяет определять значения ё (А7//). Чувствительность и точность этого метода близки к чувствительности и точности метода крюков. Однако но «разрешающей способности» метод крюков превосходит метод наложения. С помощью последнего весьма трудно исследовать тесные скопления линий. Асимметрия размытий также значительно сильнее асимметрии крюков. По этим причинам применение метода наложения для исследования аномальной дисперсии предпочтительно лишь в случаях, когда решающим аргументом является дифференциалыюсть метода, существенно необходимая в ряде экспериментов. Особенно удобно с его помощью определять небольшие
изменения в оптической толщине исследуемого слоя.
Метод зеркального наложения. Другой вариант метода наложения предложен в работе [14.5]. В обычном методе наложения последовательно во вре-
мени накладываются невозмущепная
Рис 14 18 Устройства Д1Я терна 1ьного па.Ю/ко-лия а) сне гема icph.i i, б) прима Дове
с целью выведения па середину ще;
и возмущенная интерференционные картины. Положение размытий определяется введенным возмущением. В методе зеркального наложения одновременно образуются и накладываются друг на друга две одинаково возмущенные интерференционные картины. Однако в результате зеркального поворота одной из них они имеют противоположные знаки возмущений.
Таким образом, в методе зеркального наложения фиксируется удвоенное возмущение, поэтому он имеет вдвое большую чувствительность, че.м обычный метод наложения. Другое достоинство заключается в отсутствие необходимости двух экспозиций — обо интерференционные картины — прямая и зеркальная — образуются одновременно.
Этот метод, однако, пе является дифференциальным и требует точной исходной настройки интерферометра пулевой полосы, являющейся осью
зеркального переворота одной из накладывающихся картин. Ошибки настройки будут суммироваться с исследуемым возмущением, поэтому их
следует, если возможно, устранить или же тщательно учитывать.
Для зеркального переворота одной из систем интерференционных полос можно использовать систему зеркал, представленную па рис. 14.18, а. Она должна быть установлена на выходе обычной интерферометрической'установки (рис. 14.1) перед объективом, проектирующим полосы па щель спектрографа.
Пропускание идеальной системы такого рода, имеющей коэффициенты отражения и пропускания полупрозрачных зеркал В - - Т - 0,5 и коэффициент отражения непрозрачного зеркала В - 1. составляет 0,5. Реальная система зеркал пропускает обычно пе более 30—4О'.'о падающего на нее света.
ДРУГИЕ МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ДИСПЕРСИИ
363
Более светосильное устройство состоит из призмы Дове (рис. 14.18, б). Она вставляется в половину сечения пучка, чтобы пе заслонить вторую его половину, которая не должна испытывать зеркального поворота.
Гис. Vi 19 К объяснению метода юркалыюго наложения о) картина дисперсии н окрестности линии стронция Л, — 460С Л, б) та же картина, испытавшая зеркальный поворот относите няю нулевой полосы, в) картина зеркального наложения, <) картин.i зеркального наложения при большей плотности паров стронция
Па рис. 14.19 представлены две накладывающиеся интерференционные картины — прямая (а) и зеркально-перевернутая (б). Картина наложения полос а и б показана па рис. 14.19, в.
Трехлучевой интерференционный метод. В этом методе [14.61 в спектр разворачивается картина интерференционных полос, полученная на трехлучевом интерферометре. Принципиальная схема установки представлена па рис. 14.20.
Получаемую интерференционную картину можно представить как наложение трех двухлучевых интерференционных картин, образованных пучками 7 и 2; 2 и 3; 1 и 3.
Первые две картины изображены па рис. 14.19, а и 14.19, б. Третья картина образована пучками, пе возмущенными исследуемой разностью хода, и представляет собой систему параллельных полос, вдвое большей частоты. Полосы этой системы при введении в пучок 2 исследуемых паров не смещаются и не играют положительной роли при исследовании (несколько снижается контраст размытий).
Системы же полос / и 2\ 2 и 3 являются зеркальным отображением друг друга и, накладываясь, образуют картину, аналогичную картине интерференции в методе зеркального наложения (ср. рис. 14.1!), в, г и 14.21).
24*
364
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ АНОМАЛЬНОЙ ДИСПЕРСИИ
[Гл. XIV
Следует, конечно, иметь в виду, что, в отличие от метода наложения, здесь все три накладывающиеся интерференционные поля когерентны, поэтому происходит сложение их амплитуд с учетом соотношения фаз, а не сложение интенсивностей. Однако это мало сказывается на виде полос, тем более, что в местах, соответствующих размытиям, налагающиеся световые колебания синфазны.
Положение размытий, рабочие формулы трехлучевого метода и чувствительность такие же, как у метода зеркального наложения. Общим для обоих
Рис 14 21 Трехмучсные интерферограммы дисперсии в парах натрия, полученные при ра.нюй плотности паров [14 6].
методов является и основной недостаток — необходимость точного выведения на середину щели нулевой полосы. Неточность этой установки сказывается на всех измеренных величинах.
Однако в случае исследования объекта, для которого заранее известен закон изменения разности хода с длиной волны и подлежат определению только константы, входящие в этот закон, может быть проведен строгий учет ошибок такого рода. Таковы, например, случай определения электронной плотности
(1 - и) ~ V и случай аномальной дисперсии
п~1~ Х-Хо ’
В обычном методе наложения ошибка выведения нулевой полосы не сказывается на измеренных величинах. Однако вместо нее возникает другая, вызванная смещением интерференционной картины за время между двумя экспозициями.
ЛИТЕРАТУРА
К Предисловию и Введению
1.	С. Э. <Т> р и ш, Техника спектроскопии, изд-во ЛГУ, 1936.
2.	Дж. Гаррисон, Р. Л орд, Дж. Л у ф б у р о в, Практическая спектроскопия, ИЛ, 1950.
3.	Сойер, Экспериментальная спектроскопия, ИЛ, 1953.
4.	К. И. Т а р а с о и, Спектральные приборы, «Машиностроение», 1968.
5.	И. М. II а г н б и и а, В. К. П р о к о ф ь о в, Спектральные приборы и техника спектроскопии, «Машиностроение», 1967.
6.	Л. С. Т опоре ц, Монохроматоры, Гостехиздат, 1955.
7.	И. В. Пейс а хон, Оптика спектральных приборов, «Машиностроение», 1970.
8.	Ю. Л. Г о р о х о в с к и и, Т. М. Л е в е и б е р г, Общая сенситометрия, «Искусство», 1963.
9.	10. 11 Гороховский, Спектральные исследования фотографически!о процесса, Физ.матгиз, 1960.
10.	Н. О. Чечи к, С. М. <9 а й и ш т е й н, Т. М. Л и в ш и ц, Электронные умножители, Гостехиздат, 1957.
И.	Н. А. Соболева, А. Г. Б е р к о в с к и й, П. О. '1 е ч и к, Г. Е. Елисеев, Фотоэлектрические приборы. «Наука». 1965.
12.	В. К. Прокофьс и, Фотографические методы количественною спектрального анализа металлов и силанов, ч. 1 и II, Гостехиздат. 1951.
13.	А. Н. Зайдем ь, Н. И. К а л и т е е в с к и й, Л. В. Липп с, М. И. Ча й к а, Эмиссионный спектральный анализ атомных материалов, Физматгпз, 1960.
14.	В. М. Ч у л а н о в с к п й, Введение в молекулярный спектральный анализ, Гостехиздат, 1951.
15.	Б. В. Л ь в о в, Атомно-абсорбционный спектральный авали.i, «Паука», 1966.
16.	О. И. 1> очко в а, Е. Я. Ш р с й д е р, Спектральный анализ газовых смесей, Физ-матгиз, 1963.
17.	Ж. Леконт. Инфракрасное излучение, Физ.матгиз, 1958.
18.	Р. Смит, Ф. Д ж о п с, Р. Ч о с м е р, Обнаружение п намерение инфракрасного излучения, ИЛ, 1959.
19.	Ж. Ш о л ь, И. М а р ф а п, М. М ю и пт, П. 'Горел ь, П. Комбс т, Приемники инфракрасного излучения, «Мир», 1969.
20.	А. И. Зайдель, Е. Я. Ill рейдер, Спектроскопия вакуумного ультрафиолета, Физматгпз, 1967.
21.	Ф. А. Королев, Спектроскопия высокой разрешающей силы, Гостехиздат, 1953.
22.	С. Т о л а и с к и й, Спектроскопия высокой разрешающей силы, ИЛ, 1955.
23.	И. В. С коко в, Многолучевые интерферометры, «Машиностроение», 1969.
24.	И. Бранд м ю л л е р, Г. Мозер, Введение в спектроскопию комбинационного рассеяния света. «Мир», 1964.
25.	Люминесцентный анализ, под ред. М. А. Констаптиповой-Шле.пппср, Физматгпз, 1961.
26.	Л. А. X а л ф и п. Опт. и спектр. 26, 1065 (1969).
27.	Л. A. X а л ф и п, ДЛИ СССР 122, 1007 (1958); Труды Всесоюзного совещания но теории вероятностей и математической статистике, Ереван, 1960.
К главе I
1.1.	Г. Г. Слюсаре», Геометрическая оптика, изд-во АН СССР, 1946.
1.2.	С. С. Bal у, Spectroscopy, London, v. 1, 1924.
1.3.	II. Kayser, Handbuch der Spektroskopie, В 1, 1900.
1.4.	В. II. Ч у p и л о в с к и й, Теория оптических приборов, «Машиностроение», 1966. См. также [1], [6].
366
ЛИТЕРАТУРА
К главе II
2.1.	G. \V. Stroke, Difiraction Gratings, Handbuch der Physik, v. 29, p. 426—754.
2.2.	G. W. Stroke, Progress in Optics, v. II, 3, 1963.
2.3.	Ф. M. Гераси я о в, 11. Л. Тельтове к и й, С. С. II а у м о в, С. II. С нижа р с к и й, С. В. Несмело и, Опт. и спектр. 4. 777 (1958).
2 4. 10. И. О с т р о и с к п и, Голография, «Паука», 1970.
2.5. Т A. S h а в к о f f, В. К. С u г г a n, Appl. Phys. Lett. 13, 239 (1968).
См. также L1 ], [2] и (3]
К главе III
3.1.	W. G. Fasti е, J. Quant. Spectr. Bad. Trans, 3, 507 (1963).
3.2.	К.	D.	М i е	1 е и z, JOSA 57. 66 (1967).
3	3.	Р.	И.	van С i t t е г t, Z. Phys. 69. 296	(1931).
3.4.	Л.	В.	С м и	]> и о и, ЖТФ 21, 1486 (1951).
3.5.	П.	Ж	а к п	и о, УФН 78, 123 (1962).
3.6.	Б. А. К и с е л е в, II. Ф. Лар in и л, Опт. и спектр. 17, 940 (1964).
3.7.	W. Е ckhard t. Z. Phys. 159, 405 (1960).
См. также [11, [2|, [3|, [6], [7], [13].
К главе IV
4.1.	Д. Д. М а к с у т о в, Изготовление и исследование астрономической оптики, ОГНЗ, 1948.
4.2.	Г. Г. С л то с а р о в, Методы расчета оптических систем, «Машиностроение», 1969.
4.3.	Справочник конструктора оптико-механических приборов (под редакцией М. Я. Брутера и В. А. Папона), Машгиз, 1963.
4.4.	D. L. Garret. J. D. Purcell, В. Ton sc у, Appl. Opt. 1, 726 (1962).
См. также [4], [5] и |6].
К главе V
5.1. Е. Preuss, lleidelberger Beitr. Mineral und Petrogr. 4, 163 (1954).
5 2. M. Бор и, 3. В о л г. ф, Основы оптики, «Наука», 1970.
5.3. М. Ф р а и с о и. С. С л а н с к и й, Когерентность в оптике, «Паука», 1967.
См. также [1], [2], [3], |4], [5], [12], [13], [20], [1.2], [1.3].
К главе VI
6.1.	Р. Jacquino t, JOSA 44, 761 (1954).
6	2.	Р.	J а с q	u i п о t, Beports on	Prog. Phys.	23, 267 (1960).
6.3.	M.	П. Ч а	й к а. Опт. и спектр	3, 372 (1957).
6.4.	J. К о i g. J. de Phys et le rad. 19, 284 (1958).
6.5.	P.	J a c q	n i и о t. Ch. Dulo	н r, J. Becli.	cent. Nat. Bech.	Scient.	1,	91	(1948).
6.6.	Г.	M \1 а	л ы in e в, А. И. P ы	с к и и, Опт.	и спектр. 17. 799	(1964);	Г.	М.	М	а	л ы -
in е в, Е. А. Птиц ы в а, Ж. нрпкл. спектр. 5, 288 (1966).
6.7.	J. К a t z е li s t с i в. Appl. Opt. 4, 263 (1965).
6.8.	Ch. D u 1 on r, Ann. de Phys. 6, 5 (1951).
6.9.	А. Г. Ж и г липе к и ii, A. IL 3 а й д с л i>, Г. Г. К у п д. Опт. и спектр. 10, 792 (1961).
6.10.	Р. С о н н е s, Bev. Opt. 35, 37 (1956).
6.11.	l>. Conn es, J. Phys. Bad. 19, 262 (1958).
6.12	M. Hercher. Appl. Opt. 7, 951 (1968).
См. также [1], [5], [21], [22], [23], |3.4].
К главе VII
7.1.	Успехи научной фотографпп, т.т. VI и IX.
7.2.	High Speed Photography Proc, of the 8lh hit. Congress. Stockholm, 1968.
7.3.	Высокоскоростная кинофотосъемка в пауке п технике, ИЛ., 1955.
7.4.	<I>. I) к к а р т, Электронно-оптические преобразователи изображен!! i и усилители рентгеновского изображения, Госэпергоиздат. 1961.
7.5.	П. В. 1Ц е г л о в, Электронная телескопия. Фпзматгнз. 1963.
7.6.	Adv. in Electronics and Eleclr. Phys , vv. XII. I960; XVI, 1962; 22B, 1966.
7.7.	IO. E. II о с т e j) и x и и, P. И. С о л о у x и и. Методы скоростных измерений в газодинамике и физике плазмы. «Паука», 1967.
7.8.	М. М. Б у т с л о в, А. Г. II л а х о в, В. В. III а и к п и. Опт. и спектр. 12, 419 (19G2).
7.9.	М. М. Б у т с л о в, А. Г. II л а х о в, В. В. Ш а п к и и, II. М. Я in н и, Опт. н спектр. 16, 329 (1964).
ЛИТЕРАТУРА
367
7.10.	Е. К. Zavoisky, S D. J'anchenko, Appl. Opt. 4, 1155 (1905).
7.11.	M. M. Г у р е в и ч, К. И. К о л яди н, ОМИ, № 0. 31 (1901).
7.12.	Р. English, М. G. W. Dingle, J. Sci. Instr. 43, 121 (1900).
7.13.	Ch. И. C h u r c b, L. Gampel, Appl. Opt. 5, 241 (1966).
7.14.	Tl. Г. Д i> я 'i e n к о. Опт. и спектр. 8, 398 (1900).
7.15.	А. А. Бес ш а и о ш и и коп, 11. X. К у ч у б е р и я, Т. С. М ельников а, И. С. Симонова, ПТО, № 4, 170 (1965).
7.16.	М. М. Путало в, В. С. Коме л ь к о в, Ю. Е. Нестерихип, Успехи научной фотографии IX, 72 (1904).
7	17. D. Stein h a n s. 11. Gross w h i t е, G. D i e k c, Spectiochim Acta 5, 436 (1953); J OSA 41, 299 (1951).
7.18.	S. Brodersen, JOSA 43. 1216 (1953).
7.19.	О. Д. Д м и т ji непс к и ii. В. A. H и к и т п и, ОМП, № 4, 9 (1957). О Д. Д митр п е в с к и ii, Б. С. 11 е поре и т, В. А. Н и к п т и п, УФИ 64, 447 (1958).
7.20.	А. С. Д у б о п и к, Фотографическая регистрация быстропротекающих процессов, «Наука», 1904.
7.21.	С. Г. Греи и ш и и, ТО. II. Щепстк и и, С. Г. А и д р нано в, Р. А. Е с и п, ОМП, XI 1 (1961).
7.22.	С М. Р ы в к п п, Фотоэлектрические явления в полупроводниках, Физматгиз, 1963.
7.23.	A. Bardoc z, Spec I rod i i in Acta 5, 397 (1953); 7, 307, 238 (1955).
7.24.	Г. IT. Кат ы с. Л. В. К равно п, Л. 11. Чирков, С. М. К о н о в а л о в, Модуляция и отклонение оптическою излучения, «Паука», 1967.
7.25.	11. <!>. Бал ашо и. М. П. В а и ю к о в, В. Р. М у р а т о и, Е. В. Лило в, Опт. п спектр. 10, 540 (1961).
7.26.	Г. Д. С а лама и д р а. Высокоскоростная съемка шлпрен-методом, «Наука», 1965.
7.27.	II. И. К о аг и с с а р о п а, Г. В. О с т р о в с к а я, Т. Я. Ч е л и д з е, Ж. прпкл. спектр 6, 557 (1967).
7.28.	С. П. Загородников, Г. Е. С м о л к и и, Г. В. III о л и п, ЖЭТФ 45, 1850 (1963).
7.29.	Г. D. И а г г i n g t о n. Proc, of 5th Intern. Congress on High Speed Photogr. N.Y., 1902, p. 272.
7.30.	G. G. M i 1 ii, T. E. P и t m a n, W. Stand enmaje r, University of Bochester, July, 31, 1956.
7.31.	S.	G. G r e n	i s Ii i n, A. S. D и	b о v i k, P. V.	К e v 1 i	s h v i 1 i, G. P, Ilyushin, S. N.	Sidorov, Proc	of the 8th I nt.	Congress	of High Speed Photogr,,
Stockholm 1908, p. 186.
7.32.	S.	G. G г e и	i s h i n. R. A. E j	e s i n, A. S. К	olesniko v, там же p. 192.
7.33.	A	H. 3 a it д	e л ь, Г. M. M а л	ы in e и, А. Б.	Б e p о з	и и, Г. T. P а з д о б a -
p и n, ЖТФ 30, 1437 (1900).
К главе VIII
8.1.	P. С о n n e s, Optica Acta 4, 136 (1957).
8.2.	P. J a c q и i n о t, Bep. on Progress in Physics 23, 207 (1960).
8.3.	В. M. A p x и и о в, Г. А. И о в л о в, Б. А. К и с е л е в, С. П. Р о а о в, ОМП, № 11, 21 (1966).
8.4.	A. Girard, Appl. Opt. 2, 79 (1963).
8.5.	Р. С о n n с s, Sci. Amer. 219, 72 (1968).
8.6.	Б. А. Киселе в. ТО. Д. Пушки и, ОМП, № 8, 33 (I960).
8.7.	И. 11. Петро и, Б. Н. Греч у ш и и к о в. Опт. и спектр. 19, 151 (1965).
8.8.	G. W. Strok е, А. Т. F u n k h о и s е г., Phys. Lett. 6, 272 (1965).
См. также [4], [5] и [3.4].
К главе IX
9.1.	Каталог цветного стекла, «Машиностроение», 1967.
9.2.	В. А. Гинзбург, Светофильтры, ОПТ11, 1936.
9.3.	В. А. Ф а а с, Светофильтры. Кинофотопадат, 1936.
9.4.	А. М е ii е р, Э. 3 е ii т ц. Ультрафиолетовое излучение, ПЛ, 1952.
9.5.	С. С. Баранин, С. В. X л у д о в, Э. В. Ш п о л ь с к и ii. Атлас спектров пропускания прозрачных окрагпенпых пленок, изд-но АН СССР, 1948.
9.6.	В. А. Р о с л я к о в а, А. М. Ф и п к е л ь ш т е ii и, Материалы X Всесоюзного совещания но спектроскопии, т. I, 1957, стр. 352
9.7.	Р. Вуд, Оптика, ОПТП, 1936.
9.8.	W. В. В г о d е, Chemical Spectroscopy, N.Y., 1943.
9.9.	А. М. Robinson, Т. Oventon, Analyst. 76, 416 (1951).
9.10.	Т. Мое с, Оптические свойства полупроводников, ИЛ, 1961.
9.11.	Е. М. В о р о п к о в а, Б. Н. Г р е ч у ш и и к о в, Г. П. Д и с т л е р, И. П. П е т -ров, Оптические материалы для инфракрасной техники, «Паука», 1965.
368
ЛИТЕРАТУРА
9.12.	Г. В. Розенберг, Оптика тонкослойных покрытий, Физматгпз, 1958.
9.13.	К. F г a g s t е i n, Ann. d. Phys. (5 Folge), 31, 443 (1938).
9.14.	С. Б. И о ф ф е, Т. А. Смирнова, Опт. и спектр. 22, 288 (1967); 23, 143 (1967).
9.15.	В. А. Б о р г е с т, Г. В. Вейнберг, А. Н. Зайдел ь, А. А. Петров, Материалы X Всесоюзного совещания по спектроскопии, т. 11, 1958, стр. 207.
9.16.	Д. Строи г, Техника физического эксперимента, Лепиздат, 1948.
9.17.	О. Лиге р е р, Техника физического эксперимента, Физматгиз, 1962.
9.18.	У. Ill е р к л п ф ф, Поляризованный свет, «Мир», 1965.
К главе X
10.1.	Дианюстика плазмы, «Мир», 1967.
10.2.	Г. Г р и м, Спектроскопия плазмы, Лтомиздат, 1969.
10.3.	А. У нлольд, Физика звездных атмосфер, ИЛ, 1949.
10.4.	Атомные и молекулярные процессы, «Мир», 1964.
10	5. Я. Б. 3 о л ь д о в и ч, IO. 11. Р а й з е р. Физика ударных волп и высокотемпературных гидродинамических явлений, «Паука», 1966.
10.6.	С. Э. Ф р и in, Оптические спектры атомов, Физматгпз, 1963.
10.7.	М. Л. Е л ь я in е в н ч, Атомная и молекулярная спектроскопия, Физматгиз, 1962.
10.8.	Г. Р и б о, Оптическая пирометрия, ГТТИ, 1934.
10.9.	А. Мейер, Э. Зейтц, Ультрафиолетовое излучение, ИЛ, 1952.
10.10.	D. С lialonge, Ann. de Physique 1, 123 (1934).
10.11.	С. И. Левико в, Л. 11. Ill и ш а ц к а я, Опт. и спектр. 11, 689 (1961).
10.12.	С. И. Л евиков, Ж. прикл. спектр. 3. 473 (1965).
10.13.	Г. М е и к е, Л. М е п к е, Введение в лазерный эмиссионный микроскопический анализ, «Мир», 1968.
10.14.	Т. 11. Биту in е п к о, Г. В. О с т р о в с к а я, ЖТФ 40, 1067 (1970).
10.15.	И. А. К а и и, о в, Электрические явления в газах п вакууме, ГТТИ, 1950.
10.16.	A. II. 11 в а и о в. Электрические источники света, Гос.шергопадат. 1955.
10.17.	11. К г е 1 1 t, F. Rossie г, A. Rutte и а u е г, Z. techn. Phys. 18, 20 (1937).
10.18.	М. И. Э и in той и, Спектральные измерения и электровакуумной технике, «Энергия», 1970.
10.19.	Н. С. С в е и т и ц к и й, Визуальные методы эмиссионногоспектралыпио анализа, Физматгиз, 1961.
10.20.	А. С. Коротеев, А. М. К о р о с т ы л е и, В. В. Коба, М. А. Л о м о в -ц е в, В. А. К у ц е в а л о в, Б Б. Чело з и о в, Генераторы низкотемпературной плазмы, «Паука», 1969.
10.21.	С. Н. Г а н з, A. IL М е л ь н и к, В. Д. Пархиме п к о, Плазма в химической технологии, Киев, 1969.
10.22.	10. И. Р а й з е р, Письма ЖЭТФ И, 195 (1970).
10.23.	Н. А. Гейера л о и, В. П. 3 и м а к о в, Г. И. К о з л о в, В. А. М а с ю к о в, IO. 11. Р а н з е р. Письма }КЭТФ 11, 447 (1970).
10.24.	Б. И. М о с К а л е в. Разряд с полым катодом. «Энергия», 1969.
10.25.	А. Г. Ж и г л и п с к и й, В. И. 11 о с к о в, Вестник ЛГУ, № 10, 34 (1967).
10.26.	Квантовая электроника, «Советская энциклопедия», 1969.
10.27.	/1. А л л е и, Д. Д ж о и с. Основы физики газовых лазеров, «Наука», 197о.
10.28.	А. Л. Микаэл я п, М. Л. Тер- М и к а е л я н, IO. Г. Т у р к о в, Оптические генераторы па твердом теле, «Советское радио», 1970.
10.29.	В. С. Л е т о х о в, С. Л. М а н д е л ь ш т а м, Вестник АН СССР, № 3, 40 (1971).
К главе XI
11.1.	Н. Р. Б а т а р ч у к о в а, Повое определенно метра, Гос. комитет стандартов, мер и ним. приборов СССР, 1964.
11.2.	В. Е d 1 о п, Trans. IAU 12А, 137 (1965).
11.3.	В. Е d 1 е n, Trans. 1AU 10, 211 (1900).
11.4.	В. Е d 1 с n, The History and Present State of Wavelengths Stand. Vol. Jubilaire riioiineur d’Alfred Kastler. Press. Univ.. Paris, 1969.
11.5.	W. F Meggers, R. W. Stenlcy, J. Res. Bur. of Stand 61, 95 (1958).
11.6.	A. Davison. R. W. Stanley, A. J i а с с e I I i, Trans. IAU 11A, 97 (1962).
11.7.	B. Edlen. J OSA 43, 339 (1953).
11.8.	C. D. С о 1 e in a n, W. R. В о z m a n, W. F. Megger s, Table of Wavenambers, v. 1, 1960.
См. также [1], 1.2], [3], [4], [7], [20].
Таблицы и атласы спектральных линий
11.9.	А. Н. 3 а й д е л ь, В. К. II р о к о ф ь е u, С. М. Р а й с к и и, В. А. Славный, Е. Я. Шрейдер, Таблицы спектральных линий, «Наука», 1969
11.10.	А. Р. Стр и га п о в, II. С. С ве и т п ц к и Й, Таблицы спектральных линий нейтральных и ионизованных атомов, Атомиздат, 1966.
ЛИТЕРАТУРА
369
11.11.	С. К. К а л и п и п, В. Л. М а р з у в а н о в, Атлас спектра железа 3718—9739 А, Алма-Ата, 1954.
11.12.	С. К. К а л и и и и, В. Л. М а рзуваиов, Э. Е. Фай п, Спектральные липни для анализа минерального сырья, изд-во АН Каз.ССР, 1957.
11.13.	С. К. К а л и п и п, С. М. М у х т а р о в, В. Л. М а р з у в а п о в, Атлас дугового спектра желоза, «Машиностроение», 1965.
К главе XII
12.1.	Свойства фотографических материалов па прозрачной подложке, под ред. 10. Н. Гороховского к С. С. Гилева, ГТТИ, 1955.
12.2.	10. 11. Г о р о х о в с к и й, В. 11. Баранова, Свойства черно-белых фотографических пленок, «Маука», 1970.
12.3.	11. Ф е л л г е т т, Исследование приемников изображения, в кн. «Настоящее и будущее телескопов умеренного размера», ИЛ, 1960, стр. 57—87.
12.4.	О. А. Григорьева, Л. Г. Ж п г л и и с к и й, в сб. «Некоторые вопросы спектрального анализа», ЛДИТ11, 1968.
12.5.	Я. И. Б о к и п и к, Оптическая сенсибилизация, «Искусство», 1937.
12.6.	В. 11. Никулин, Фоторецеитурпый справочник, «Искусство», 1958.
12.7.	И. В. Нод м о in е п с к и й, В. М III е л е м и и а, ОМИ, № 1, 49 (1960).
12.8.	J. J unkos, W. Salpeler, Metallnrgia Italiana 49, 425 (1957).
.	12.9. В. П. Боровков и ч, В. Б. К о л е с о в а, Опт. и спектр. 10, 268 (1961).
12.10.	Л. В. С о к о л о в а, Завод, лаб. 30, 50 (1964).
12.11.	С. Ю. Л у к ь я п о в, Фотоэлементы, изд-но АН СССР, 1948.
12.12.	Б. В. I! а ц п о л ь с о п, А. М. Калуги н, А. С. Л а р и о п о в, .Электровакуумные электронные и ионные приборы, «Энергия», 1970.
12.13.	Е. И. А п т о н о п, В. И. И л ь и u, Е. А. Коле н к о, ТО. В. II е т р о в с к и Й, А. И. Смирно в, Устройства для охлаждении приемников излучения, «Машиностроение», 1969.
12.14.	А. М. Бонч-Бруевич, Радиоэлектроника в экспериментальной физике, «Наука», 1966,
12.15.	В. А. С л а в н ы й. И. С. А б р а м с о н, Проблемы повышения точности, правильности и чувствительности спектрального анализа, Материалы семипара Д’» 1, МДН'ГН, Москва, 1964, стр. 19
См. также [1], [2], [3], (5], [8], [9J, [10], [11], [12], [13], [19], [20], [7.33].
К главе XIII
13.1.	G. V. О s t г о v s к а у a, A. N. Z a i d о 1, Pliys. Lett. 26А, 393 (1968).
13.2.	Tj. Hollander, В. J. J a n s e n, J. J. P I a a t, С. A 1 к e m a d e, J. Quant. Spectr. 10, 1301 (1970).
13.3.	JO. И. Островский, II. П. 11 e и к и и, Опт. и спектр. 11, 3 (1961).
13.4.	В. Е. II о и I g, D. А. К г a m е г. КСА Bev. 30, 285 (1969).
13.5.	В С. В е с. е л о п с к п й, И. В. III м а и е и к о в, Е. В. Носаче в, Нагревательные приборы в лабораторной практике, Госхнмичдат, 1951.
13.6.	А. Г е й д о п, Спектроскопия пламен, ИЛ, 1959.
13.7.	Н. С. Полуэктов, Методы анализа по фотометрии пламени, Гоехпмнздат, 1959.
13	8. Ф Б у р р и е л ь - М а р т н, X. Р а м и pec- М у и ь о с, Фотометрия пламен,. ИЛ, 1962.
13.9.	А. Г с й д о и, Ударная труба в химической физике высоких температур, «Мир», 1966.
13.10.	Е. С т у п о ч е п к о. С. Лосев, А. Ос и и о в, Релаксационные шюцессы в ударных волнах, «Наука», 1965.
13.11.	Ю. И. К о р о в п и, В. А. К у ч у м о в, Завод, лаб. 36, 1058 (1970) См. также [14], [15].
К главе XIV
14.1.	Д. С. Р о ж д е с т в е и с к и й, Работы по аномальной дисперсии в нарах металлов, изд-но АП СССР, 1951.
14.2.	10. И. О с т р о и с к и й, II. П. Пенки п, Опт. и спектр. 5, 345 (1958).
14.3.	Физические измерения в газовой динамике и при горении, под ред. Р. Ладепбур1а, ИЛ, 1957.
14.4.	А. М. III у х т н п, Опт. и спектр. 10, 436 (1961).
14.5.	10. И. О с т р о в с к и й, OMIT, Д'» 11, 35 (1962).
14.6.	Г. П. С т а р ц е в, ДАН СССР 95, 1182 (1954).
14.7.	A. J. Moses, Optical Materials Properties, IFl/Pleuum Xew York, 1971.
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Аббе призма постоянного отклонения 39, 40
Аберрация 56
Абсолютная энергетическая калибровка 310 — эффективность рассеянного света 337 Абсолютно черное тело 250
Абсолютные измерения яркости 310
Абсорбционные светофильтры 222, 223 — — газовые 232, 233
Автоколлимации условно 207
Автоколлимационная призма (Литтрова) 40, 41
—	система призм 42, 43
—	установка 210
—	— Ill ля 59
Автоколлимацттонный спектрограф 64
—	эталон Фабри — Перо 182
Амнчн призма прямого зрения 39, 40, 104
Анодная чувствительность 315
Аномальная дисперсия 349 — 364
Аподизация 209, 210, 215
Аппаратная функция 13, 160, 164, 169, 181, 209, 210
Асттматиэм призмы 35, 36, 38
—	решетки 57, 58, 71
Атомно-абсорбционный спектральный анализ 325
Атомный пучок 270 — 271
Больцмана уравнение 255
Брумбер) а фильтр 242
Брюстера угол 34
Бугера — Ламберта закон 327
Бунзена — Боско закон 290
Вакуумный фотоэлемент 311
Взаимозаместимости закон 290
Визуальные спектральные приборы 103
—	фотометрические измерения 288
Виньетирование 139, 169
Вогнутая дифракционная решетка 55 —
57, 58 — 60
Водородная лампа 252
Водсворта системы постоянною отклонения 40, 41
—	схема установки во, нутой решетки 50, 119
Водяная призма Гаррисона 39
Воздушная пластинка Люммера 158
Волоконный преобразователь 179
Временная разрешающая способность
197, 198
Временное разрешение 197
Вуда фильтр 243, 244
Высокочастотный iоператор 268
—	разряд 268
Газоразрядные лампы для возбуждения спектра к|’Кг 275
Гартмана формула 282
Гартмапоискав диафрагма 103, 279, 338
Гаусса кривая 195
Гелий-неоновый лазер 272
Геометрический фактор 81
—	— монохроматора 82
---СИСАМа 210
—	— сферического эталона 184
—	— эталона Фабри — Неро 173
Гетерохромная фотометрия 309
Гиперсенсибилизация 293
Глубина линий поглощения 327, 330, 339
—	модуляции 208, 210
Голограмма 326
Голо, рафпческая дифракционная решетка 62
— спектроскопия 219
Голографическое измерение поглощения 326
Двухднсковый модулятор 199
Двухлучевой интерферометр 349
Делитель порядков 120, 121
— спектральных линий 322
Диафрагма iартмаповскан 103, 279, 338
—ступенчатая 300
Дисперсионные фильтры 241, 242
Дисперсионный контур 258
Дисперсия 72
—	вещества 12, 23
—	линейная 72 -- 73
—	нормальная 73
-	- обратная 73, 75
—	призмы 28
—	системы призм 29
-	- угловая 72
—	— дифракционной решетки 45
Дифракционная решетка 45
-	- —, астигматизм 57, 58
—	— вогнутая 55—57, 58—6(1
—	— голографическая 62
—	—, изготовление ее 60--62
—	- отражательная 45, 50
—	— прозрачная 44, 46—5(1
—	—, фокусирующее действие 56
—	чистка и восстановление 63
Дифракционный монохроматор 108, 110
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
371
Дифракция па погнутой решетке 55—57 — — отражате,....ой решетке 50 — 52
— — прозрачной решетке 44, 45 Диэлектрические .черкала мно10слойиые237 Добротность спектрального прибора 92 Дове призма 205, 302 Доплеровский контур 258, 259 Дробовой эффект 317 Дуга 253, 259, 200 — перемен hoi о тока 263, 264 — Нфунла 276
Ду| опой । оператор 264
Духи Лаймана 62 — Роуланда 61, 340
Жидкостные призмы 38, 39 — светофильтры 229
Закон Бугера -- Ламберта 222, 327
—	Бунзена — Роско 290
—	Кирхгофа 250
Затвор магнитооптический 201
—	ма1 нптоэлектрический 199
—	механический 198	200
—	оптический 198
—	с полным внутренним отражением 200 — с ячейкой Керра 200, 201 — электродинамический 199 — электромеханический 199 — электрооптический 200 Зельменера формула 352
Зернистость эмульсии 285, 286, 297, 298 Зонная характеристика фотоумножителя 318
Пгля схема установки во, иутой решетки 59, 60, 74, 119
Излучающая газоразрядная плазма 255 Измерение длин волн 281 — почернений 301 — 305 — фототоков 320 — 323 Измерительные приборы 283, 284 Изоопаки 291 Изохроматы 245 Инверсная заселенность уровней 271 И пструмептальный коптур 13, 40 — 50, 331 — —, влияние температуры 176 — — дифракционной решетки 46 -- 50 — — дифракционный 14 — -- прямоугольный 15 — — трапециевидный 65 — — треугольный 65 — —, ширина 18 Интегральная чувствительность фотокатода 312
И нте1 ральпый коэффициент поглощения 328. 332. 333
Интенсивность спектральных линий 11, 256 Интерполяция линейная 281 — отрезком параболы 282, 283 Интерференционные фильтры 238, 239 — — отражательные 240 — — с использованием полного внутреннего отражения 240 — явления в приборах 90, 91 Интерферометр Жамепа 356 — Майкельсона 154, 207, 214, 356
Интерферометр Маха — Цандера 356
— Рождественского 356 — 358
— Фабри — Лоро 155, 161
Искажения, вносимые прпемно-рсч и-стрпрующей системой при сканировании спектра 195 — 198
Искра 264
Искровой генератор 265
- штатив 266
Исследование спектров поглощения 180
Источник объемный песамоно! лощающнй 131
— — самопоглощающий 131
Источники линейчатого спектра 255 — 273
— — — импульсные 253, 254
— света 248 - 273
— —, зависимости яркости от времени 249
—	, интегральная яркость 248, 249, 257
— — низкою давления 264
— —, скважность 249
— —, спектральное ................ ярко-
сти 248
— —, стабильность 249
— сплошною спектра 250 — 254
— тепловые 250
Кайзер 12
Канализированный спектр 180
Карманные спектроскопы 103, 104
Кассетная часть приборов 100, 101
Квантовый выход 103, 312
Квантометр 66
Кварц-водяной ахромат 136
Книга печь 347
Кипоспектрографы 202
Кирхгофа закон 250
Коаксиальные фотоэлементы (ФЭК) 313
Когерентное освещение щели 134
Кольца равного наклона 175
Компаратор 283
Кона схема СИСАМа 211, 212
Конденсор зеркальный 136
— однолинзовый 135. 136
— растровый 142, 143
— сфероцилиндрический 140
— трехлпнзовый 141
— цилиндрический 140, 141
Контрастности фактор 290, 295
Контрастность сложного эталона 181
— эталона Фабри — Перо 167
Контур дисперсионный 258
-- доплеровский 258, 259
— лпнпи поглощения 327
Корню призма 40, 107, 115
Коэффициент вторичной эмиссии 314-— отражения 34, 87, 170, 222
— поглощения 87, 166, 222, 327, 339, 357
— — интегральный 328
— —, погрешности измерен nil 328, 329
— уширения липни 197
Красная граница фотоэффекта 312
Кривая Гаусса 195
Кривизна спектральных линий 36 — 38, 53, 54. 71, 72
Кривые упругости паров элементов 344, 345
372
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Критерии оптимальной фокусировки 148, 14!)
— сравнения спектральных приборов 92
Критерий Рэлея разрешающей силы 21
— — - — обобщенный 76
Круг Роуланда 55
Ксеноновая лампа 253
Кюветы 342 — 346
Лазерная искра 254, 255
Лачеры 271	273
Лене система призм 42, 43
Линейная дисперсия прибора 12
— интерполяция 281
Линии поглощения 327
— —, глубина 327, 328
— —, контур 327
-- учет крыльев 340, 341
— —, эквивалентная полуширина 328
Лио фильтр 246
Логометры 322
Магнитоэлектрический затвор 199
Майкельсона эшелон 158 — 161
Максвелла закон распределения 255
Марки почернения 298
Меггерса paipaanan трубка 268
Метод Гартмана оптимальный фокусировки 14!)
— зеркального наложения 362
— крюков Рождественскою 351
— магнитного сканирования 332
— накопления 187
— наложения интерференционных картин 361, 362
— неравномерного сканирования спектра 187
— Пуччпапти исследования аномальной дисперсии 349 — 351
— равномерного сканировании спектра 187
— Рождественского определения разрешающей силы 80
— широкой щели 335, 336, 341
Методы получения поглощающего слоя 341 - 348
Механический затвор 198 - 200
Микроскоп измерительный 283
Микрофотометрпроваппе 305
Микрофотометры 301 — 303
— регистрирующие 301
Mitoiоири'1мсп11ые системы 42, 43
Мпоюслоппые диэлектрические зер-
кала 237
Модулятор двухдисковый 199
Монохроматическое рассеяние 339, 340
Монохроматор 65, 106
— двойной 106, 110
— призменный с зеркальной оптикой 107, 108
- - — — линтовой оптикой 107
— с дифракционной решеткой 108, 110
— — колеблющимся зеркалом 194
— фокальный 111, 112
Монохромная фотометрия 306
— —, получение характеристических кривых 308
Мрозовекого фильтр 233
Муар 361
Мультиплекс 180, 216
Паклоп фокальной поверхности 67, 68
Накопления метол 187
Пекогереитпое освещение щели 134
Неравномерного сканирования мето i, 187
Песамопоглощающий об ьемнын нс гочппк 131
Неселектпппое рассеяние спета в пппборе 338
Нормали второго порядка 275
Нормаль первою порядка 274
Обратная дисперсия прибора 13
Оптимальной фокусировки критерий 148, 14!)
Оптическая плотность 221
— толщина слоя 327
Оптический затвор 198
Оптическое восстановление спектра по интерферограмме 218, 219
Орг эпические фильтры 234
Ореолы 290, 297
Освещение щели koi ерептпое 134
— — пекогереитпое 134
— — объемным источником 131 — 134
— — поверхностным источником 129 — 131
Освещенность К), 171
Ослабитель ступенчатый 298. 29!). 308
Остаточная интенсивность 327, 339
Острота фокусировки 147, 148
Относительная эффективность рассеянного спета 337
Отражающие фильтры 236, 237
Отражение света в спектральных приборах 89, 90
Параметр искажения 190
Параметры фотоумножителей 316, 317
Пашепа — Рунге схема установки noi пу-той решетки 58. 5!), 118
Переходная функция прпемпо-регпетрп-рующей системы 195
Печи 346 — 348
Печь Книга 347
Ннич-лффект 264
Плазма 257
Пла)матропы 264
Планка формула 250
Пластинка Люммера 155 - 158
— — воздушная 158
Плотность почернения фотослоя 289, 295
Поглощение света, голографическое из-
мерение 326
Поглощения закон 31
Погрешности метода крюков 35.5
Показатель преломления газа 178
Полихроматор 66, 125
Полное ши лощение 328
Полупроводниковые светофильтры 233
Полуширина лиспсрспопио1 о контура 258
— доплеровского контура 258, 259
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
373
Полуширина инструментального контура 18, 19, 197
— — —, зависимость от ширины щели 77, 78
— полосы пропускания 223
— спектральных липий 17, 18, 197
Полый катод 269
Поляризация света в призме 34
Пороговая величина регистрируемого потока 318
Постоянная метода крюков 352
Практическая разрешающая сила 75, 76,
78 - 80
Предел реэретпения 21
Преломляющий угол призмы 25
Преобразователи электроппо-оптические 189—191
—	— двойные 195
Преобразователь волоконный 179
Приборы высокой разрешающей силы 154—
185
Приемники излучения 288
Призма 23
—	автоколлимационная 40, 41
—	водяная Гаррисона 39
-	, .дисперсия 28
—	Дове 205, 362
—	Корню 40, 107, 115 поляризующее действие 33, 34
постоянного отклонения Аббе 39, 40
—	, преломляющий yi ол 25
— прямого зрения Амичи 39, 40, 104
разрешающая способность 29
Резерфорда 39
, угловое увеличение 26, 27
-	Фери 41, 42
Призменные монохроматоры 107, 108
—	спектрографы 112—118
—	— для ультрафиолетовой области 114 — 118
Пропускание мультиплекса 181 спектральных приборов 86—91
— фильтра Дно 246
— -- Христиансона 242
-- фильтров 221
— абсорбционных 235
- — жидкостных 231, 232
-- — интерференционных 239
- — полупроводниковых 234
— стеклянных 224--220
- эталона Фабри — Перо 166, 172
Пространственная частота полос 208
Равномерная освещенность в спектре
137, 138
Равномерного сканирования метод 187
Разрешающая сила (способность) 13, 21
— — временная 197, 198
—	— дифракционной решетки 45, 48
—	— пластинки Люммера 156, 157
—	— по Рэлею 21, 22, 76
—	— практическая 75, 76, 78—80
-	-- призмы 29 — 33
---СИСАМа 210
—	— теоретическая 21, 22
—	— — сферического эталона 184
—	— фурье-спектрометров 215
—	— эталона Фабри — Неро 167 —171
Разрешающая сила эшелона Майкельсона 159
Разряд высокочастотный 268
— тлеющий 267
Рассеяние света в приборе 89, 90, 336—339
Растровый спектрометр Жирара 212—214
Регистрация быстронротекающих процессов 179, 180
Резерфорда призма 39
Резонансная лампа 270
Реплики 63
Рефракция воздуха 277 — 279
Рождественского ипферферометр 356
—	метод крюков 351—361
Роуланда духи 340
—	круг 55,' 67
—	установка 58
Ртутные дуговые лампы 261, 262
Рубиновый лагер 272
Самопоглощенне 259
Саха уравнение 256
Световой поток 186
Светонепроницаемое сочлепеппе 101
Светосила геометрическая 81
—	монохроматора 81- 83
—	, определение 13
—	, связь с разрешающей способностью монохроматора 83, 84
—	спектрографа 84, 85
—	сферического эталона 184
- эталона Фабрп — Неро 171, 172
Светофильтр (фылт.тр) Брумберга 242
— интерферепциоппо-ноляризацпонный 224
—	— с термоэлектронным регулятором 247
—	— термостатически комнепепровапнып 245
—	,'11ю 246
—	Христиа нсеп а 241
Светофильтры (фильтры) 221--247
—	абсорбционные' 222, 223
— — га юные 232, 233
—	дисперсионные 241
—	жидкостные 229
—	пптерферепцноппо-иоляризациоппые 242—247
—	интерференционные 238, 239
—	, общие свойства 221, 222
—	органические 234
—	отражающие 236, 237, 240
—	полупроводниковые 233
—	стеклянные 224- 229
Сдвиг линии, связь с параметром искажении 196
Сетки 236
Сиркса построение 72
Сканирование спектра 187
—	— вращением и колебанием диспергирующих элементов 192
—	— — — — зеркал 194
—	— движением входной и выходной щели 193
—	—, искажения, вносимые приемно-реги-стрирующей системой 195 —198
—	— магнитное 332
—	—, скважность 193
—	— электрон по-оптическое 194, 195
374
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Скоростная спектроскопия 186
Спектр капали.шроваппый 180
-	- поглощен ня .325—348
—	сравнения 279
—	стандартный 3()9
—	стигматический 198
Спектральная классификация фотоматериалов 294
—	чувствительность 293, 294
-	шприна щели 82
Спектральные приборы 66, 96, 99
— —, астн1 матнам и кривизна линий 71,72 — —, классификация 64—66, 187 —189 — —, конструктивные элементы 96--103 — - , временным разрешением 186 — 206 — — с селективной модуляцией 207 —220 — - , увеличение 69—71
—	характеристики фотокатодов 313 Спектральный ноток 10
Спектрограф 64
—	аптоколлимацпонпый 64
—	дифракционный 118
—	— с вогнутой решеткой 119
—	— — плоской решеткой 118
—	призменный 112—118
—	со скрещенной дисперсией 122
Спектрометр 66
— растровый Жирара 212 -214
— с интерференционной селективной амплитудной модуляцией (СИСАМ) 207— 212
Спектропроектор 284
— двойной 284
Спектроскоп 65, 66
Спектроскопия голографическая 219 Спектрофотометр 66, 125—127 Спектрохронографы 203 —206 Стплометр 66, 104 106
Стилоекон 66, 104—106
Ступенчатая диафрагма Ганзена 300, 301 Ступенчатый ослабитель 298, 299, 308 Сферический эталон 183—185
Схемы установок вогнутых решеток 58—60 Счетчики фотонов 311, 313
Температура цветовая 250
— яркостная 250, 251, 325
Температурное смещение и дефокусировка спектральных линий 93—95
— — полосы пропускания шттерфе-ретгциоппо-полярпзационпого фильтра 244
Теоретическая разрешающая сила 21, 22 Термостатпропаппе приборов 95
Тлеющий ра |ряд 267
Точность энергетических измерений 311
Трохлучевон интерференционный метод 363
Увеличение спектральных приборов 69— 71
Угловая дисперсия 12, 45, 113
— — дифракционной решетки 45, 4С>, 208
— — пластинки Люммера 156
— — призмы 28, 29
— — эталона Фабрп — Перо 164
— — эшелона Майкельсона 158
Угловое увеличение призмы 26, 27
Угол Брюстера 34
— дифракции 45
— наименьшего отклонения 26
Упруюсть паров элементов 344, 315
Уравнение спектральной линии 54
Усилители света 189 — 191
Усилитель электронно-оптический 191
Уста конка источи и ita света 143
— осветительных лит 143. 144
— слабых и импульсных шточников 115
-	шприцы щели
Учет фона 367
Уширение линии 196
-	- — в полом катоде 269
—	— штарковское 258
Фабри - Перо эталон (интерферометр) 161 -173
Фактор контрастности 290, 295
Фери нртма 41, 42
Ферстерлпша трехцризменвая система 42, 113
Фильтры (см. Светофильтры)
Фокальная поверхность 67
—	расчет наклона 68
Фокальный монохроматор 111, 112
Фокусировка дифракционных приборов 152 — оптимальная, критерий 149—153 — призменных спектро! рафов 150—151
Фокусировки острота 147, 148
Фокусирующая оптика 98—100
Формула Ласрашка--Гельмгольца 70 — Планка 250
— .Эрп 165
Фотографическая регистрация спектра 279-323
— — в фурье-спектроскоппи 217, 218 — фотометрия 306 —311
Фотометрия гетерохромная 306, 309 — 311
— монохромная 306
Фотометры 321
Фоторегистратор барабанного типа 204
Фотоумножители 314, 315
—, зонная характеристика 318
—, их параметры 315, 316
— , охлаждение' 319, 320
—, схемы включения 319
—, флуктуации фототока 317
Фотоэлектрическая решетрацпя 122—125, 323
— — получения, пропущенною эталоном храбри — Перо 177, 178
— - спектроголограммы 220
— —, схема автокода имационтюп установки эталона Фабри —Перо 182
Фотоэлементы 311-313
Френеля формулы 33
Фрита система iipn.ixi 42, 43, 107
Фх’рьс-спсктрометры 214 217
Характеристики спектрально! о прибора 12, 13
Характеристическая кривая почернения 289, 306 -308
— -	—, построение ее 298
Христиансона фильтр 241
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
375
Цветовая температура 228, 229
Черни—Турнира схема 109, 111, 118, 119
Чистота выделения спектра 228, 229
Чувствительность метода крюков 360
— пороговая ЭОУ н ФЭУ 191, 315
— фотографических слоев 291, 292
— фотокатода 312
— — интегральная 312
Шариковые лампы 268
111варцшильда уравнение 290
Ширина ппструмепталыюго контура 18, 19
— спектральных линий 17, 18, 257
— — — естественная 257
— щели, связь с разрешающей силон 76
— —, установка 145
Шпрота эмульсии 290
Штаркоиекое уширение линий 258
Щель бегущая 193
— временная 203
— нормальная 76
—, освещение когерентное 134
—, — пекогерентпое 134
—, — объемным источником 131 —134
—, — поверхностным источником 129—131
—, — с помощью зеркального конденсора 136
—, — — — одиолипзового конденсора 136
— с искривленными ножами 97
— стандартная 97
—, требования к конструкции 96—98
Эберта схема 109—111, 192, 212
Эберхардта эффект 296
Эдлена формула для рефракции воздуха 278
Эквивалентная ширина линии 328, 332— 335
Эквивалентный квантовый выход 292
Экспозиция 11
Электродинамический затвор 199
Электромеханический затвор 199
Электронно-оптические преобразователи 189-191
— — , характеристики 190
Электронно-оптический преобразователь в качестве затвора 201, 202
— — импульсный 190
— — с каскадным усилением яркости изображения 191
— — — электростатической липши 189
— усилитель (ЭОУ) 191
Электронно-оптическое сканирование спектра 194, 195
Электронный затвор 195
Эигельгарда i азора |рядпая лампа 275
Jiiepi етическнп поток 10
Эри формула 165
Эталон длины 274
-- сферический 183- 185
— Фабри — Перо 161 —173
— —	—,	аппаратная функция	164 — 1G7
— —	- ,	контрастность 167
— —	—,	постоянная 161
— —	,	пропускание 172
— — —, разрешающая способность 167 — 169
—	, регистрация быстропротекаю-
щих процессоп 179, 180
— — —, светосила 171
— — — , скрещивание с дополнительным спектральным прибором 176, 177
— — —, угловая дисперсия 164
— — —, устройство 174
—	—, юстировка 174, 175
Эффективная температура возбуждения 325
Эффективность дифракционной решетки 52
Эшелон Майкельсона 158 —161
Юнга — Толлона система призм 42, 43-
Юстировка головок интерферометра 1'ож-дествепско!о 358
— эталона Фабри — Перо 174, 175
Яркостная температура 250, 251, 325
Яркость изображения 128, 129
-- интегральная 11, 249, 257
— источника 10, 129
— спектральная 11, 307
— спектральных линий 256, 257
Ячейка Керра 200, 201