Оптические спектральные приборы - Скоков И.В.

Автор: Скоков И.В.
Теги: измерение геометрических и механических величин измерительные приборы методы и единицы измерений физика оптика приборостроение учебное пособие издательство машиностроение спектральные приборы
Год: 1984
Похожие
Спектральный анализ полимеров
Прикладная ИК-спектроскопия. Основы техника, аналитическое применение
Диффузия и вязкость полимеров. Методы измерения
Физические методы исследования в химии. Структурные методы и оптическая спектроскопия
Текст
                    •I
I
I


Й.в. скоков
;i' !	,
'. ।	,... .		 	". I'"	-	'	—
I'''
Ь1
I	;
ОПТИЧЕСКИЕ
СПЕКТРАЛЬНЫЕ
ПРИБОРЫ
Допущено Министерством высшего и среднего
специального образования СССР в качестве
учебного пособия для студентов
оптических специальностей вузов
БИБПИОТЕЯА
штктута шмишких
шеолвдоваммй АП (ХМР
- —
МОСКВА
« МАШИНОСТРОЕНИЕ »
1984 At
ББК 22.344
С42
УДК 531.715 (075)
Рецензенты
Кафедра оптико-электронных приборов МВТУ им. Н. Э. Баумана
и канд. техн, наук Д. А. ЖУРАВЛЕВ
Скоков И. В.
С42 Оптические спектральные приборы! Учеб, пособие для
вузов. —М.: Машиностроение, 1984. —240 с., ил.
В пер.: 85 к.
Изложены теоретические основы н принципы построения современных оптиче-
ских и оптико-электронных спектральных приборов. Описаны принципиальные
схемы типовых приборов. Систематизированы сведения об элементах приборов и даны
рекомендации по выбору их параметров. Изложены методические основы и практи-
ческие приемы расчета и выбора характеристик приборов.	;	,.
Приведен справочный материал, содержащий необходимые сведения для распета
и проектирования приборов.
_ 2706000000-028 о0 о.
С 038<01)-84  28-М
ББК 22.344
6П5.8
Издательств «Машиностроение», 1984 г.
ПРЕДИСЛОВИЕ
В основу настоящей книги положен курс лекций по дисциплине «Физическая оптика
и спектральные приборы», который в течение ряда лет читается автором для студен-
тов, обучающихся оптическим и оптико-электронным приборостроительным специаль-
ностям.
Книга посвящена оптическим спектральным приборам, исключительно широко
применяемым в настоящее время в различных областях науки и техники для иссле-
дования строения вещества (спектроскопия) и определения его химического состава
(спектральный анализ). Прн написании книги, которая носит учебно-методический
характер, была поставлена задача помочь студентам приборостроительных специаль-
ностей и инженерно-техническим работникам оптической и смежных с ней отраслей
промышленности получить необходимые теоретические и практические сведения по
спектральным приборам, понять физические принципы их построения и овладеть
приемами анализа оптических систем и методами расчета основных оптических
характеристик спектральных приборов. Предполагается, что читатель знаком с ос-
новами физической оптики и теории оптических приборов.
Материал книги, изложенный в форме, доступной широкому кругу специали-
стов, имеющих подготовку в обеьме общего курса физики и математики, разбйт йа
три раздела.	4	;
В первом разделе даиы физические основы устройства спектральных приборов,
необходимые для дальнейшего понимания материала, рассмотрены принципы их
построения и определены основные характеристики оптических систем спектраль-
ных приборов.
Второй раздел содержит сведения по элементам, узлам и системам типовых
спектральных приборов. Здесь приведены основные данные об источниках излуче-
ния и особенностях их применения в экспериментальной спектроскопии, рассмо-
трены способы освещения спектральной щели и выбор размера ее открытой части.
Проанализированы требования к оптическим элементам приборов и приемы по
уменьшению влияния аберраций на разрешающую способность приборов. Изложены
особенности применения приемников лучистой энергии для регистрации спектра,
электронно-регистрнрующих устройств и индикаторов,
Целесообразность такого изложения обусловлена тем, что в последующих гла-
вах нет необходимости рассматривать элементную базу спектральных приборов,
и достаточно лишь акцентировать внимание читателя на специфике использования тех
или иных элементов применительно к каждому типу спектрального прибора.
В третьем разделе, посвященном теоретическим основам различных спектраль-
ных приборов, описаны оптические системы и даны расчеты нх основных характе-
ристик, при этом расчеты имеют общий характер и могут быть применены к раз-
личным приборам того или иного класса.
В книге опущено подробное и детальное описание конкретных типов спектраль-
ных приборов; главное внимание уделено принципам построения приборов и расчету
их характеристик. Приведен необходимый справочный материал, облегчающий зна-
комство с рассматриваемым классом приборов.
Список литературы содержит наиболее распространенные монографии, учеб-
ники, учебные пособия и обзорные статьи по спектральным приборам н технике спек-
троскопии.
Автор с благодарностью примет замечания по материалу кннгн и предложения
по его доработке.
1*
ВВЕДЕНИЕ
Спектральными называют все оптические приборы, в которых тем
или иным способом осуществляется разложение электромагнитного
излучения оптического диапазона на монохроматические состав-
ляющие.
Назначение спектральных приборов — исследование спектраль-
ного состава электромагнитных излучений в оптическом диапазоне
длин волн, нахождение спектральных характеристик излучателей
и объектов, взаимодействующих с излучением; их также используют
для спектрального анализа. Эти приборы различаются методами
спектрометрии, приемниками излучения, исследуемым (рабочим)
диапазоном длин волн и другими характеристиками.
Обеспечиваемая спектральными приборами возможность разло-
жить излучение в спектр, зарегистрировать положение и измерить
интенсивность его участков или отдельных спектральных линий дает
основание рассматривать данные приборы как инструменты для
исследования строения вещества. Именно это замечательное свойство
спектральных приборов привело к их значительному развитию
и распространению во многих отраслях науки и техники.
Краткий исторический очерк развития спектральных приборов.
Впервые разложение сложного излучения в спектр осуществил
И. Ньютон в конце XVII столетия с помощью призмы, которая была
освещена пучком солнечных лучей через узкое отверстие. В начале
XIX в. Волластон, заменив круглое отверстие на узкую щель, об-
наружил в спектре солнца черные линии и полосы. Более тщатель-
ные, а главное, количественные спектральные исследования солнеч-
ного спектра провел в двадцатых годах XIX в. Фраунгофер с помощью
первых сравнительно грубых (60 и 300 штрихов на миллиметр)
дифракционных решеток, представляющих собой прозрачную пла-
стину, на одной из поверхностей которой были нанесены параллель-
ные штрихи. Им была создана теория решетки и пройдены измере-
ния длины волны ряда спектральных линий.
Значительной вехой в истории спектрального приборостроения
следует считать создание Кирхгофом и Бунзеном (1869 г.) первого
спектроскопа. Он состоял из коллиматора (объектив, в фокальной
плоскости которого установлена щель), жидкостной (из сероводо-
рода) призмы и зрительной трубы. В качестве источника излучения
исНбльзовалась горелка Бунзена. Наиболее важным результатом
опытов Кирхгофа и Бунзена является экспериментальное подтверж-
дение однозначной связи между спектром вещества и его химическим
составом, Кирхгоф первый установил, что спектр поглощения каж-
дого элемента совпадает с его спектром излучения.
Дальнейщее развитие спектрального приборостроения шло по
пути разработка новых и усовершенствования Существующих дис-
пергирующих элементов. Весьма важным было значительное усовер-
шенствование технологии изготовления плоских дифракционных ре-
шеток и создание Боуландом вогнутой дифракционной решетки,
4
совмещающей в себе диспергирующий и фокусирующий элементы.
Однако возникающие научные проблемы обусловили необходи-
мость реализации в спектральных приборах более высокой разре-
шающей способности. Эту задачу удалось решить, используя спек-
тральные приборы на основе интерференции. Один из таких прибо-
ров — ступенчатую решетку, или эшелон, — предложил А. Май-
кельсон. Эшелон представляет собой ряд прозрачных стеклянных
пластин одинаковой толщины, сложенных уступами (наподобие
лесенки).
В эшелоне удалось достичь весьма большой разрешающей спо-
собности, но техника эксперимента усложнилась вследствие высокой
чувствительности эшелона к температурным изменениям и малой
ширины спектрального диапазона, свободного от переналожения
спектральных линий.
Созданный к тому времени Майкельсоном двухлучевой интер-
ферометр не мог обеспечить большую разрешающую способность,
чем эшелон. Плодотворной оказалась идея использования многолу-
чевой интерференции. В 1894 г. Фабри и Перо предложили прибор,
названный эталоном, представляющий собой две прозрачные парал-
лельные пластины. В результате того, что обращенные друг к другу
поверхности пластин были покрыты полупрозрачным слоем серебра,
в эталоне образовывалось большое число интерферирующих лучей,
что давало возможность реализовать чрезвычайно высокую разрешаю-
щую способность, однако при очень малом интервале, свободном
от спектрального переналожения.
Важным этапом в развитии диспергирующих элементов было со-
здание?. Вудом отражательных дифракционных решеток с определен-
ным, наперед заданным профилем штриха. Такая решетка, получив-
шая название эшелетта, дает возможность концентрировать свето-
вую энергию в выбранном порядке спектра. Эшелетты и эталоны
Фабри—Перо в настоящее время являются одними из наиболее рас-
пространенных типов диспергирующих элементов спектральных
приборов. .
Параллельно с разработкой диспергирующих элементов совер-
шенствовались оптические системы спектральных приборов. Наряду
с визуальным наблюдением для регистрации спектра было предло-
жено применять фотографическую пластинку, а затем — фотоэле-
менты и фотоумножители. Это дало возможность получать объектив-
ную информацию об исследуемых объектах, которая могла быть ис-
пользована при последующих анализах спектрограмм, повысить чув-
ствительность и точность измерений, регистрировать изменение
спектральных характеристик излучения во времени. Фотоэлектри-
ческие методы создали предпосылки для автоматизации измерения
и сопряжения спектральных приборов с вычислительными маши-
нами.
В целом до начала тридцатых годов нашего столетия спектраль-
ные приборы использовались для спектроскопических исследований
в научных лабораториях. Спектральный анализ носил качественный
характер, хотя был накоплен обширный материал по анализу спек-
5
тров и был выполнен целый ряд фундаментальных работ по изуче-
нию тонкой структуры атомов и молекул. С тридцатых годов начи-
нается новый этап в развитии спектрального приборостроения. Он
характеризуется началом количественного спектрального анализа,
в основу которого положена связь между концентрацией исследуе-
мого элемента с наблюдаемой интенсивностью его спектральных ли-
ний. В нашей стране был разработан целый ряд приборов, пригод-
ных для спектрального анализа не только в лабораторных, но и в про-
мышленных условиях.
Существенно удалось расширить область применения спектраль-
ных приборов, повысить точность и чувствительность анализа и
увеличить рабочий спектральный диапазон за счет использования
зеркальной оптики и новых оптических материалов.
Важно отметить также большие успехи в теории спектральных
приборов, в области разработки новых экспериментальных методов,
совершенствования способов регистрации спектра и создания методик
обработки результатов измерений.
В настоящее время можно говорить о новом этапе спектрального
приборостроения. Развитие различных областей науки и техники
обусловило появление автоматизированных специализированных
приборов. В частности, можно отметить приборы для астрофизиче-
ских исследований, в том числе устанавливаемые на космических
аппаратах, геофизических ракетах, искусственных спутниках земли.
Астрофизические исследования связаны с необходимостью регистра-
ции слабых свечений с высокой разрешающей способностью. Од-
нако возможности даже совершенных призменных и дифракционных
приборов оказываются недостаточными, так как повышение их свето-
силы связано с определенной потерей разрешающей способности.
Гораздо большими возможностями обладают интерференционные
приборы с селективной амплитудной и частотной модуляцией, а
также растровые. Указанные приборы обладают высокой светосилой
за счет замены узкой щели на диафрагму круглой формы или растр,
обеспечивающих существенно больший световой поток, входящий
в прибор. Кроме того, оказалось возможным повысить информатив-
ность таких приборов, т. е. обеспечить получение большого числа
спектральных линий за один момент регистрации.
Получают развитие методы лазерной спектроскопии, в которых
используются специфические свойства лазерного излучения, а также
голографические методы и методы спектроскопии нарушенного пол-
ного внутреннего отражения.
В теоретическом плане в настоящее время развивается новый
подход к спектральному прибору как каналу связи, вносящему иска-
жения в передаваемую информацию. Это дает возможность использо-
вать математический аппарат преобразований Фурье, применяемый
в теории передачи и преобразования оптических сигналов. При этом
роль модулятора выполняет оптическая часть прибора, а преобра-
зование Фурье осуществляет электрическая часть прибора.
Широкое применение ЭВМ резко сокращает время обработки ин*
формации и дает возможность автоматизировать измерения,
6
Области применения спектральных приборов. Спектральные при-
боры нашли чрезвычайно широкое распространение. Это обусловлено
важностью и разнообразием получаемой с их помощью информации.
Следует подчеркнуть, что спектральные приборы с одинаковым ус-
пехом используют как в фундаментальных исследованиях строения
материи, так и в прикладных аналитических исследованиях состава
вещества. С помощью этих приборов изучают тонкую структуру
электронных оболочек и ядер атомов и молекул, исследуют про-
цессы, происходящие в плазме и пламени, определяют атомные кон-
станты.
Важное значение метод спектроскопии имеет при астрофизиче-
ских исследованиях, так как анализ спектров звезд, планет, Солнца
несет существенную часть информации об излучении небесных тел.
Методы спектрального анализа. Наиболее распространенным
и важным приложением методов спектроскопии является спектраль-
ный анализ — определение химического состава вещества по анализу
его спектров. В настоящее время для аналитических задач приме-
няется ряд экспериментальных методов спектрального ана-
лиза [2].
Эмиссионный анализ — исследование химического состава и
строения вещества по спектру его излучения, основанное на зависи-
мости между интенсивностью спектральных линий, излучаемых ис-
следуемым компонентом, и его концентрацией в образце.
Абсорбционный анализ — исследование состава и строения ве-
щества по спектрам его поглощения, основанное на использовании
законов поглощения света атомами и молекулами вещества. Здесь
также используется свойство абсорбционное™ (исследуется лога-
рифм отношения падающего на вещество светового потока к потоку,
прошедшему через вещество).
Анализ по спектрам комбинационного рассеяния — исследова-
ние спектров рассеяния монохроматического света при взаимодей-
ствии излучения с молекулами вещества, при котором обнаружи-
ваются дополнительные спектральные линии.
Люминесцентный анализ—-.исследование строения вещества на
длине волны люминесценции, которая отлична от длины волны источ-
ника излучения и определенным образом связана с атомными и моле-
кулярными свойствами исследуемого вещества.
Анализ спектров отражения — исследование спектров погло-
щения вещества, основанное на изучении излучения света, отражен-
ного веществом. Здесь определяют зависимость коэффициента отра-
жения света от показателя поглощения вещества, отражающего свет.
Разновидностью такого анализа является использование спектров
нарушенного полного внутреннего отражения (НПВО), наблюдае-
мого для определенных углов падения при распространении света
из оптически более плотной среды в менее плотную.
Лазерный анализ — исследование специфических свойств лазер-
ного излучения, обладающего большой мощностью, высокими мо-
нохроматичностью и спектральной плотностью. Большая энергия
излучения, выделяемая в малых объемах, позволяет эффективно
7
реализовать спектральный микроанализ, т. е. анализ микроколи-
чества вещества, возбужденного лазерным излучением.
Основные тенденции развития спектральных приборов. Наряду
с общими для всего оптического приборостроения тенденциями раз-
вития, такими как повышение эксплуатационной надежности от-
дельных узлов и приборов в целом, улучшение характеристик опти-
ческих систем, повышение чувствительности и расширение спек-
трального диапазона работы фотоприемников, совершенствование
параметров и характеристик механических узлов, элементов автома-
тики и электронных элементов, можно отметить некоторые специ-
фические направления развития спектральных приборов, обуслов-
ленные их особенностями.
К таким тенденциям можно отнести следующие:
развитие интерференционных приборов с селективной ампли-
тудной и частотной модуляцией, а также приборов матричного типа
и растровых приборов;
дальнейшее совершенствование конструкций классических ще-
левых дифракционных приборов;
использование принципов лазерной и голографической спектро-
скопии для создания спектральных приборов;
повышение быстродействия приборов, автоматизации измерений,
использование для обработки информации ЭВМ;
разработка специализированных спектральных приборов и опти-
мизация их параметров в соответствии с узким назначением при-
боров;
поиски новых принципов построения высокоинформативных и
светосильных спектральных приборов.
РАЗДЕЛ I. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ УСТРОЙСТВА
СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
Глава 1. ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ
ОБ ОПТИЧЕСКОМ ИЗЛУЧЕНИИ
1.	ПРИРОДА ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Под излучением понимается перенос энергии в пространстве от
одного тела к другому либо с помощью материальных частиц, либо
с помощью переменного электромагнитного поля.
Если энергия переносится посредством электромагнитных коле-
баний, то излучение характеризуется рядом величин. Основными
из них (см. ГОСТ 7601—78) являются следующие — амплитуда коле-
баний Л, фаза колебаний ср, разность фаз б<р, период колебаний Т,
частота колебаний v, круговая частота со, длина волны X, волновое
число о, интенсивность излучения I.
Амплитуда колебаний — это наибольшее значение величины,
изменяющейся по закону гармонического колебания, а фаза коле-
баний представляет собой аргумент функции, описывающий закон
колебания.
Изменение фазы колебаний на 2л — период колебаний, а вели-
чина, обратная ему, — частота колебаний.
Длина волны — расстояние, на которое смещается поверхность
равной фазы волны за один период колебаний. Величина, обратная
длине волны, называется волновым числом. Для представления спек-
тров применяют различные величины. Наиболее общей из них яв-
ляется частота колебаний v, так как она определяется только свой-
ствами источника излучения, в то время как длина волны X (волно-
вое число о) зависит от показателя преломления среды.
Связь между X и v дается соотношением
v = с0/Х0 — и/Х,
где с0 и Хо — скорость света и длина волны в вакууме; v и X — ско-
рость света и длина волны в среде. Единица частоты колебаний —
герц (Гц), равная 1/Т, длины волны — метр (м), микрометр (мкм),
нанометр (нм), пикометр (пм).
Волновое число о — 1/Х показывает, какое число длин волн ук-
ладывается в единице длины, например метре или сантиметре. Еди-
ницы волнового числа — м'1 или см'1.
Связь по абсолютным значениям интервала частот Av или волно-
вых чисел До со спектральным интервалом АХ имеет вид
Av = (v/X2) АХ;
Ao - АХ/Х2;
Av/v = До/сг = ДХ/Х.
Таблица I
Длина волны X			Частота V. Гц	Волновое число <7, см"1
м	мкм	нм		
10“’	0,1	100	3-Ю15	10в
10-«	1	1 000	ЗЮ14	ю4
10-5	10	10 000	3-10”	10®
Таблица 2
Переход		
от	к	Что надо сделать
а, см-1 X, мкм X, нм X, мкм v, Гц V, Гц (Т, см”1	v, Гц v, Гц v, Гц а, см-1 X, мкм а, см”1 X, мкм	а умножить на 3-1О10 3-1014 разделить на	X 3-1017	»	»	X 1014	»	»	X 3-1034	»	»	v v	»	»	3 • 1010 104	»	»	v
Соотношения между указанными оптическими величинами при-
ведены в табл. 1, 2.
В технике спектральных измерений используются все указан-
ные величины, выбор наиболее удобных определяется конкретными
спектроскопическими задачами.
2.	ОПТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ
Спектр представляет собой распределение мощности излучения
по длинам волн или частотам, т. е. совокупность (дискретную или
сплошную) монохроматических (характеризуемых одной длиной
z	волны или частотой) колебаний, которой можно
____ч	представить свет от какого-либо источника из-
лучения.
Различают спектры излучения (эмиссионные)
и поглощения (абсорбционные). Совокупность
длин волн (частот), содержащихся в излучении
какого-либо вещества, называется эмиссионным
спектром, а поглощаемых данным веществом —
абсорбционным спектром. Кроме двух наиболее
Рис. 1. Графическое определение ширины спектральной линии
10
Рис. 2. Виды спектров
распространенных типов спектров существуют спектры рассеяния.
Спектр получается путем разложения излучения сложного со-
става на монохроматические составляющие с помощью спектраль-
ных приборов. Каждому монохроматическому излучению, которое
является результатом перехода возбужденного электрона с высокого
энергетического уровня на основной с выделением кванта энергии
8 = h-v (h — постоянная Планка), соответствует линия излучения.
При возбуждении электроном атом поглощает квант энергии; этому
случаю соответствует линия поглощения.
Обычно спектр изображается графически, при этом по оси абс-
цисс откладываются длины волн или частоты, а по оси ординат —
значения, пропорциональные квадрату амплитуды колебаний. За
ширину спектральной линии (полосы) принимают спектральный ин-
тервал, равный ширине линии на уровне половины максимума излу-
чения (поглощения, рассеяния). Эта величина может быть выражена
в длинах волн АХ, волновых числах Асг или частотах электромагнит-
ных колебаний Av (рис. 1).
Различают следующие основные виды спектров (рис. 2): линей-
чатые (рис. 2, а), полосовые (рис. 2, б), сплошные (рис. 2, в) и сме-
шанные (рис. 2, г).
3.	ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ И ФОТОМЕТРИЧЕСКИЕ
ЕДИНИЦЫ, ИСПОЛЬЗУЕМЫЕ В ТЕХНИКЕ
спектроскопии
Для определения энергетических характеристик излучения в тех-
нике спектроскопии используются главным образом следующие ве-
личины; поток излучения Фй, энергия излучения Qe, энергетическая
светимость (излучательность) Ме, энергетическая освещенность
(облученность) Ее, энергетическая яркость Le, энергетическая экс-
позиция Не. При визуальной регистрации спектра, т. е. при оценке
эффективности излучения по производимому им световому ощущению
(реакции человеческого глаза на воздействие потока излучения),
необходимо переходить к соответствующим световым величинам —
световому пототку Ф^,, световой энергии Qv, светимости MV9 освещен-
ности Evt яркости LvQl, световой экспозиции Hv.
Ниже будут даны краткие определения этих величин в соответ-
ствии с ГОСТ 7601—78 и Международным светотехническим сло-
варем.
Поток излучения Фе— отношение Энергий, Переносимой излуче-
нием, ко времени переноса, значительно превышающему период
колебаний. Если спектральную плотность потока, т. е. поток, при-
ходящийся на единичный интервал длин волн (частот), обозначить
через Ф.,% (<D„V), то
%2	^2
Фе = J ФС,^Х = f 0>e>vdv.
Xi	Vi
Единица потока — ватт (Вт), спектральной плотности потока —
ватт на микрометр (Вт/мкм).
Энергия излучения Qe — энергия, переносимая излучением.
Величина Qe определяется выражением
t
Qe=^e(t)dt,
о
где Фе (/) — функция изменения потока во времени. Единицей энер-
гии излучения является джоуль (Дж).
Энергетическая светимость Ме — отношение потока излучения,
исходящего от рассматриваемого малого участка поверхности источ-
ника d4lt к площади этого участка, т. е.
Ме = аФуаЛр
Величина Ме^ = dMr/dX представляет собой спектральную плот-
ность потока; единица энергетической светимости — ватт на ква-
дратный метр-микрометр [Вт/(м2-мкм) ]. Очевидно, что
Х2	V2
Ме = j dx = j /WeiVdv.
Xi	Vi
Энергетическая освещенность (облученность) Ee — отношение
потока излучения, падающего на рассматриваемый малый участок
поверхности dX2, к площади этого участка:
= dФe/dЛ2.
Единицей энергетической освещенности (облученности) является
ватт на квадратный метр (Вт/м2).
Энергетическая экспозиция Не — отношение энергии излучения,
падающей на рассматриваемый участок поверхности, к площади этого
участка dX2. Величина Не может быть также определена как произ-
ведение энергетической освещенности (облученности) Ее на длитель-
ность облучения = t2 — tf.
t2
Н = — = I\ E dt
e dAi J eut-
t 1
Единица энергетической экспозиции — джоуль на квадратный
метр (Дж/м2).
12
Рис. 3. Кривая относительной световой эффек-
тивности
Энергетическая яркость Le — отноше-
ние потока излучения, проходящего
в рассматриваемом направлении в преде-
лах малого телесного угла dco через уча-
сток поверхности d4x, к произведению
этого телесного угла, площади участка
и косинуса угла 0 между рассматривае-
мым направлением и нормалью к поверх-
ности dXi. Энергетическая яркость
г __ <1Фе
е <L4X cos 0 ’
Можно также выразить величину Le через силу излучения 1е
и телесный угол со:
/	<*2фе	Ые
е d(o сЫг cos О <1Л1 cos 0 *
Единица энергетической яркости — ватт на стерадиан-квадрат-
ный метр [(Вт/(ср-м2) ].
Для количественного перехода от энергетических величин к све-
товым (фотометрическим) вводится понятие относительной световой
эффективности монохроматического излучения График =
— f (к) показан на рис. 3. Максимальное значение соответствует
к = 550 нм. Коэффициент перехода от энергетических величин к све-
товым (фотометрическим) ж 680 лм/Вт. С учетом сказанного
световой поток излучения Фу связан с потоком излучения Фе соот-
ношением
Фо « 680j
По аналогии с выражениями для энергетических величин можно
получить выражения для световых (фотометрических) величин.
В табл. 3 приведена сводка энергетических величин, используемых
при количественных измерениях в спектроскопии.
В тех случаях, когда ясно, о каких величинах идет речь, индексы е*
(энергетический) или v (визуальный) могут быть опущены.
Кроме перечисленных величин в технике спектроскопии исполь-
зуется интенсивность спектральных линий /, представляющая ве-
личину, пропорциональную квадрату амплитуды электромагнит-
ного колебания. Она характеризует мощность, излучаемую элемен-
том источника в интервале длин волн, соответствующем полной ши-
рине данной спектральной линии, т. е.
Хг
/ = J ^d?i,
Xi
где — спектральная плотность интенсивности.
13
Энергетические и световые величины оптического излучения	Световые	Единица	ЛМ	лм-с	м Ч	лк	м ।		лк-с
		Определяющее уравнение	Фо « 680 J	dX	t Qv - J Фо (0 dt 0	X 73 Ъ G 1! 5	х 73 ""ь 0 73 II а Uq	ф 73	ф <л о X 73 чН Ф J3	’О о
		Наименование	Световой поток	Световая энергия	Светимость	Освещенность	Ь CJ О сх tx		Световая экспози- ция
	Энергетические	СО Sf S ж ж St W	ь CQ		м CQ	Н CQ	аК сх о CQ		01 Л
		Определяющее уравнение	сю Фе " J ФеД 0	t Qe = [фДО dX 1	J 0 1	X 73 'Ч» G 73 «и 5	м X 73 ~4j е 73 II си uq	Си	0? <л о CJ X 73 си	-о CU II Си 4;
		Наименование	Поток излучения	Энергия излучения	Энергетическая свети- мость (излучательность)	Энергетическая освещен- ность (облученность)	Энергетическая яркость		Энергетическая экспо- зиция
Примечание. Интервал интегрирования Xt—-Х2 соответствует границам оптической части спектра электромагнитных колебаний.
14

Понятие интенсивности излучения обычно используется в тех
случаях, когда нет необходимости рассматривать тот или иной
способ регистрации спектральных линий.
Как было сказано выше, спектральные величины могут быть
представлены как функции длины волны X, частоты v или волнового
числа о. Поэтому важным является правильный переход от одной
формы представления спектра излучения к другой. Если дается рас-
пределение энергии в зависимости от длины волны (ось абсцисс),
то по оси ординат откладывается величина = бФ/dX, где 6Ф —
поток, приходящийся на спектральный интервал dX; если распре-
деление энергии дается в зависимости от частоты, то по оси ординат
откладывается величина Фу — бФ/dv, где dФ — поток, приходя-
щийся на интервал частот dv. В первом случае спектр называется
равноволновым, во втором — равночастотным.
Поскольку длина волиы и частота связаны обратной пропорцио-
нальностью, т. е. v ~ с0/К тоФ?, =/= Ф¥, при этом соотношение между
Ф? и Фу меняется с длиной волны.
Таким образом, имеем
Ov = 4- Х2фь
Со
поэтому максимум спектрального распределения в шкале длин
волн Ф^ max не совпадает с максимумом спектрального распределе-
ния в шкале частот ®vmax. Аналогичные рассуждения справедливы
и для шкалы волновых чисел о.
Кроме перечисленных способов представления спектра исполь-
зуются также логарифмические шкалы длин волн, частот или вол-
новых чисел:
^|-|4-|=|^-|=|d(lnX)|=|d(,nv)|=|d(lna)|’
следовательно,
Ф ___ НФ _______ НФ _______ НФ
!п ~ | d (In X) | |d(lnv)| | d (In a) [
Максимумы спектрального распределения совпадают для всех
трех шкал; ординатой кривой спектрального распределения служит
величина Ф!п, а абсциссами — In X, In v или In о. Для перехода от
одной из трех рассмотренных шкал можно воспользоваться следую-
щими формулами:
Фх = Ф^2/с0 = Ф1п/Х;
Ф. = ФхХ2/с0 - Фщ/v;
Фа = ФхХ2 = Ф1пс0/г;
Ф1п = ФхХ = Ф^.
В качестве примера на рис. 4 приведена спектральная плотность
энергетической светимости черного тела (ЧТ) при температуре
5000 К, представленная в линейной шкале длин волн (рис. 4, а),
в линейной шкале частот (рис. 4, б) и в логарифмической шкале
15
Рис. 4. Представление
спектра в различных
шкалах
-11 -10 -9 -8 -7 Ln Л

(рис. 4, в), при этом масштабы по оси абсцисс выбраны таким обра-
зом, что при равных максимальных ординатах площади под кри-
выми, соответствующие полному излучению ЧТ, были равны во всех
трех случаях. На этих же рисунках для наглядности смещения мак-
симума штриховой линией нанесена кривая относительной спектраль-
ной чувствительности глаза. Из графиков следует, что спектраль-
ное распределение энергии одного и того же источника имеет раз-
личный характер в зависимости от вида его представления.
4.	ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ СО СРЕДАМИ.
РАСТРОСТРАНЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ
При взаимодействии излучения с какой-либо средой часть упавшего
потока отражается, часть проходит через среду, и, наконец, осталь-
ная часть — поглощается. Связь между вошедшим в среду, погло-
щенным и прошедшим среду потоками определяется соотношением
Фр(Х) , Ф«п (Ч , Фг (X) __ .
Ф(А) *" Ф(Л) Ф(Х) *’
где Ф (X) — монохроматический поток излучения, падающий на гра-
ницу двух сред; Фр (X) — отраженный от среды монохроматический
поток; Фап (X) — поглощенный монохроматический поток; Фт (X) —
прошедший через среду монохроматический поток.
Для количественной оценки взаимодействия потока излучения
со средой вводятся коэффициенты отражения р, поглощения
и пропускания т, выражаемые в виде
р(Х) = Фр(Х)/Ф(Х);
«п W = Фап (^)/Ф (Ь);	(О
т (X) - Фг (Х)/Ф (2с).
Из условия сохранения энергии следует, что
р (А) + оси (Л) 4“ т (X) = 1.
16
Коэффициенты, определяемые по формулам (1), представляют
собой спектральные коэффициенты отражения, поглощения и про-
пускания. Они показывают долю отраженного, поглощенного и про-
шедшего потоков по отношению к потоку, упавшему на границу
двух сред.
В общем случае часть энергии при взаимодействии с веществом
рассеивается, при этом могут изменяться пространственные распре-
деления интенсивности излучения, его спектр и поляризационные
характеристики. Для более полного описания процесса взаимодей-
ствия излучения с веществом часто вводится понятие коэффициента
рассеяния ар (или спектрального коэффициента рассеяния ар (^)),
который определяется соотношением ар (^) = Фар (Л)/ФЛ. В этом
случае уравнение баланса энергии приобретает вид
р (^) + ад (X) + ар (X) + т (X) = 1.
Когда поток излучения имеет сложный спектральный состав,
вводится понятие интегральных коэффициентов отражения р, пог-
лощения а и пропускания т.
Следует подчеркнуть, что при спектральных измерениях иссле-
дуют не только излучение, непосредственно испускаемое различ-
ными телами, но и преобразованное в результате взаимодействия
с различными средами. При этом в каждой доле преобразованного
потока содержится информация о свойствах излучения, что и служит
основой для спектрального анализа различного вида: по спектрам
испускания, поглощения, отражения и рассеяния.
Характер взаимодействия излучения с веществом меняется в за-
висимости от длины волны. Например, поглощение длинноволнового
инфракрасного излучения проявляется главным образом в нагре-
вании поглощающего вещества. Ультрафиолетовое излучение мо-
жет проявляться, например, в фотоэффекте или фотохимическом
действии, или в возбуждении люминесценции.
Таким образом, анализируя оптическое излучение, можно изу-
чать как свойства излучателя, так и свойства сред, трансформи-
рующих это излучение.
Глава 2. ОСНОВНЫЕ ТИПЫ СПЕКТРАЛЬНЫХ
ПРИБОРОВ
1.	ПРИНЦИП РАБОТЫ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
Разложение излучения сложного состава осуществляется двумя
методами. Первый метод — пространственное разделение спектра,
или селективная фильтрация, второй—селективная модуляция.
Несмотря на принципиальное различие обоих методов, можно пред-
ставить работу спектрального прибора следующим образом.
Пусть имеется исследуемое спектральное распределение
(рис. 5, а), описываемое функцией / (X). Спектральный прибор, раз-
17
Рис. 5. Иллюстрация принципа работы спектрального прибора
лагающий и регистрирующий это распределение, можно характе-
ризовать некоторой функцией а (к — V), которая описывает способ-
ность спектрального прибора выделять узкие участки спектра с ши-
риной (рис. 5, б) и называется аппаратной функцией или функцией
пропускания спектрального прибора. Из понятия аппаратной функ-
ции ясно, что чем меньше ее ширина, тем точнее будет измерена
спектральная линия или полоса и тем более тонкая структура
спектра может быть исследована.
Наблюдаемое распределение энергии излучения источника F (к)
будет описываться некоторой функцией
со
J — k')dk.
о
Процесс измерения спектров сводится к следующему. Исследуе-
мое излучение со спектральным распределением f (^) направляется
на спектральный селективный фильтр или спектральный селектив-
ный модулятор.
В первом случае фильтр из сложного излучения со спектром f (X)
выделяет некоторые спектральные интервалы 6Х в окрестностях
каждой к'. Фильтр может непрерывно или дискретно перестраи-
ваться во времени по некоторому закону к' (/), т. е. осуществлять
сканирование спектра. На приемник энергии излучения приходят
выделенные компоненты излучения 6Х. Преобразованное в сигналы
излучение дает функцию наблюдаемого распределения во вре-
мени F (/). Переходя от аргумента t к аргументу X, можно получить
функцию F (X), т. е. наблюдаемый спектр (рис. 5, в). Приборы со
спектрально-селективной фильтрацией могут быть многоканаль-
ными, т. е. информация об исследуемом спектре получается не в ре-
зультате сканирования по к, а путем одновременной регистрации
потоков излучения разных длин волн X', V, V", ... несколькими при-
емниками излучения.
Во втором случае поток излучения сложного состава со спек-
тром f (X) модулируется селективным модулятором с некоторой ча-
18
стотой f0 = const, при этом модуляции подвергается лишь поток
со спектральным интервалом 6^ в окрестностях V, а остальной поток
остается немодулированным. Модулятор путем перестройки осу-
ществляет сканирование таким образом, что различные длины волн
излучения последовательно модулируются с той же частотой /0.
В сигнале приемника с помощью электрического фильтра выде-
ляется составляющая f0, и на выходе получается функция F (/),
значения которой пропорциональны соответствующим интенсивно-
стям в спектре f (^). Здесь по существу функция разделения излу-
чения по длинам волн переносится из оптической части в электрон-
ную.
Приборы со спектральной селективной модуляцией также могут
быть многоканальными. В основе их работы лежит принцип муль-
типлексирования, т. е. одновременный прием в кодированной форме
потока излучения от многих спектральных элементов одним прием-
ником. С этой целью излучение длин волн V, X", V', ... одновременно
модулируется разными частотами f', f', f". Наложение соответствую-
щих потоков Ф', Ф\ Ф'" образует в приемнике сложный сигнал,
спектр которого по частоте несет информацию об исследуемом
спектре.
При анализе сложных спектров с использованием интерферен-
ционных селективных модуляторов вместо выделения частотных
компонентов излучения с помощью электрических фильтров приме-
няется Фурье-преобразование регистрируемой интерферограммы,
в закодированной форме содержащей информацию о спектральном
распределении излучения.
Остановимся на некоторых особенностях многоканальных спек-
тральных приборов [15], которые позволяют решить две взаимо-
связанные задачи [41:
при заданном времени эксперимента t измерить спектр излуче-
ния источника с максимальным отношением сигнал/шум;
• при заданном отношении сигнал/шум затратить минимальное
время на измерение спектра.
Для пояснения сказанного выше будем полагать, что основной
причиной ошибок измерения является шум приемника излучения,
причем уровень шума не зависит от значения падающего потока
излучения. Известно, что в этом случае повторное n-кратное измере-
ние интенсивности одного и того же спектрального интервала при-
водит к увеличению отношения сигнал/шум в У п раз, т. е. к повы-
шению в то же число раз точности измерений.
Представим, что одноканальный прибор выделяет из исследуе-
мого спектра источника N независимых интервалов, на измерение
каждого из интервалов затрачивается время А/ — UN. В много-
канальном приборе на измерения N независимых интервалов затра-
чивается время t, что эквивалентно числу измерений спектра N =
= //А/. Таким образом, многоканальный прибор позволяет при про-
чих равных условиях увеличить отношение сигнал/шум в J/N
раз по сравнению с одноканальным прибором.
19
2.	ОБОБЩЕННАЯ СТРУКТУРНАЯ СХЕМА
СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА
В состав типового спектрального прибора входят (рис. 6) источник
излучения /, передающая оптическая система 2, диспергирующее
устройство 3 (устройство для разложения излучения в спектр),
приемная оптическая система 4, приемник излучения 5 и регистри-
рующее устройство 6.
Источник излучения создает материальный носитель полезной
информации — поток излучения. Источник излучения может кон-
структивно входить в состав прибора или быть удален от него на
значительное расстояние. Он может также служить высокотемпера-
турным излучателем, обеспечивающим возбуждение спектра иссле-
дуемой пробы. Для излучения спектров поглощения источники ис-
пользуются как средство образования сплошного спектра, на фоне
которого наблюдаются линии или полосы поглощения. Важная роль
принадлежит источникам света как устройствам для калибровки и
градуировки спектральных энергетических характеристик прибо-
ров. Следует отметить, что весьма широкий класс источников яв-
ляется непосредственным объектом исследования (например, астро-
номические, астрофизические объекты, специальные типы источни-
ков излучения и т. п.).
Оптическая передающая система формирует поток от источника
излучения и направляет его на диспергирующее устройство. В по-
давляющем большинстве спектральных приборов используются кол-
лиматорные системы.
Диспергирующее устройство — это наиболее важная часть спек-
трального прибора, так как именно оно осуществляет разложение
излучения сложного состава на монохроматические составляющие,
т. е. образует спектр.
Приемная оптическая система предназначена для формирования
на приемнике потока, разложенного в спектр излучения.
Приемник энергии излучения служит для преобразования сиг-
нала, переносимого потоком, или в электрический сигнал, или в из-
менение оптической плотности почернения фотопластинки, или
в зрительные ощущения наблюдателя.
Регистрирующее устройство служит для усиления электрических
сигналов приемника, преобразования их к наиболее удобному виду
и записи спектра.
Рассмотрим более подробную структуру типового спектрального
прибора (рис. 7) с диспергирующим устройством в виде спектраль-
ного селективного фильтра.
Источник света /, конденсорная система 2 и диафрагма 3 состав-
ляют осветительную часть I прибора. Задача конденсорной системы —
равномерное освещение диафрагмы или входного зрачка прибора.
Рис. 6. Обобщенная структурная схе-
ма спектрального прибора
20
Рис. 7. Структурная схема спектрального прибора со селективным фильтром
В оптическую (спектральную) часть II входят объектив коллима-
тора 4, диспергирующее устройство 5 и выходной (камерный) объек-
тив 6. Фокальная плоскость (в общем случае — поверхность) ка-
мерного объектива совмещается с фокальной плоскостью окуляра
(при визуальном наблюдении спектра), фотопластинкой или фото-
пленкой (при фотографической регистрации спектра) или выходной
диафрагмой (при фотоэлектрической регистрации спектра).
Приемно-регистрирующая часть III состоит из окуляра 7 и глаза
наблюдателя S, фотопластинки (фотопленки) 12, фотоприемника 9,
усилительного 10 и регистрирующего 11 устройств, индикатора 13.
Следует отметить, что отдельные элементы оптической системы
в спектральных приборах некоторых типов могут отсутствовать
или быть совмещены в одном устройстве.
Кроме перечисленных узлов в состав спектральных приборов часто
входят дополнительные элементы (модуляторы, компенсаторы, уст-
ройства программного управления режимом работы, сканирующие
механизмы и т. п.), а также приставки для проведения специаль-
ных измерений.
3.	СПОСОБЫ РАЗЛОЖЕНИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ В СПЕКТР
Кратко рассмотрим физические явления, используемые в диспер-
гирующих устройствах для разложения излучения в спектр спосо-
бами спектральной селективной фильтрации (пространственного
разделения излучения по длинам волн) и спектральной селективной
модуляции.
Действие диспергирующих устройств селективного фильтра ос-
новано на явлениях физической оптики: дисперсии, интерференции
и дифракции света.
Дисперсия света — это зависимость оптических характеристик
вещества от длины волны (частоты) падающего на него света. Под
дисперсией обычно понимается зависимость показателя преломле-
ния п вещества от длины волны или частоты, т. е. и = f (X) или
п = f (у)-
Чем больше дисперсия вещества, тем больше разность скоро-
стей распространения лучей света различной длины волны. В спек-
тральных приборах используется нормальная дисперсия (dn/dX <
< 0), когда показатель преломления уменьшается с увеличением
длины волны X (рис. 8, а). Явление дисперсии для разложения излу-
21
Рис. 8. Преломление лу-
чей на границе двух сред
и зависимость показателя
преломления от длины
волны
чения света реализуется в призмах и призменных системах. Так
как dn/dX <0, то чем короче длина волны, тем сильнее откло-
няются лучи к основанию призмы (рис. 8, б). Если на призму падает
пучок параллельных лучей, то направление выходящих лучей будет
зависеть только от длины их волны.
Дисперсия материала призмы с достаточным приближением опи-
сывается эмпирическими зависимостями
В с
п = А + -^2- + (формула Коши),
где Л, В и С — некоторые постоянные коэффициенты, и
1
л --Ил -ч--------
(Х-Л0)а
(формула Гартмана),
где и0» В, Хо и а — постоянные величины.
Угловое отклонение луча после порхождения им призмы (рис. 9, а)
<Р =	+ е2 — 6,
где ф — угол отклонения; 0 — преломляющий угол призмы; е, —
угол падения лучей на призму; е2 — угол выхода лучей из призмы.
Угловое расхождение веера монохроматических пучков Дф
(рис. 9, б), образуемых лучами, для которых разность показателя
преломления Ди, определяется зависимостью Дф (дф/ди) Ди,
которая медленно изменяется с длиной волны. Так как показатель
преломления п для всех известных прозрачных материалов изменяется
с длиной волны нелинейно, то угловые расхождения лучей в различ-
ных областях спектра для одной и той же призмы будут неодинако-
выми.
Дифракция света — это явление, наблюдаемое при прохождении
света через узкие отверстия и около краев непрозрачных экранов и
связанное с отклонением света от прямолинейного распространения
при взаимодействии с пре-
пятствиями.
В спектральных приборах
используется явление диф-
ракции света на большом
числе одинаковых узких
Рис. 9. Спектральные призмы
22
Рис. 10. Иллюстрация принципа разложения излу-
чения на основе дифракции света
щелей или зеркальных граней, сопровожда-
ющееся интерференцией совокупности диф-
рагированных лучей. Если излучение имеет
сложный спектральный состав, то максимумы
интенсивности для различных длин волн
пространственно расходятся, т. е. образу-
ется дифракционный спектр.
Диспергирующим элементом является
дифракционная решетка, представляющая
собой совокупность большого числа одина-
ковых по ширине и параллельных друг
другу щелей, лежащих в одной плоскости и
разделенных непрозрачными промежутками
(рис. 10). При падении параллельного пучка света на щелях ре-
шетки происходит дифракция. Дифрагированные каждой щелью
пучки интерферируют между собой, образуя интерференционную
картину; распределение интенсивности в ней является результатом
суммирования колебаний, приходящих в каждую точку изображе-
ния от всех щелей.
Положение максимумов дифракционного спектра определяется
выражением
тХ = d (sin р — sin а),
где т — порядок спектра; d = а + Ь — постоянная, или период
решетки; Ь — ширина щели; а — ширина непрозрачного промежутка
между щелями; а — угол падения параллельных лучей на решетку;
Р — угол отклонения дифрагированных лучей (угол дифракции).
При падении на решетку / монохроматического излучения в фо-
кальной плоскости 3 объектива 2 (рис. 10), установленного после
решетки, образуется ряд монохроматических изображений спектраль-
ных линий, соответствующих различным значениям порядка спек-
тра т. В случае сложного спектрального состава падающего излу-
чения при данном падении а для каждого т угол дифракции р есть
функция длины волны X. Для т = 0 изображение щели не разла-
гается в спектр (спектр нулевого порядка), а при m 0 каждому
значению целого числа т соответствует отдельный спектр m-го по-
рядка.
Таким образом, при использовании дифракционной решетки,
как и в случае с призмой, спектр образуется в результате простран-
ственного разделения лучей различных длин волн. Однако в отли-
чие от призмы, которая дает только один спектр, дифракционная
решетка формирует одновременно несколько спектров различных
порядков. При данных аир существует несколько значений длины
волны X, соответствующих разным порядкам т. Следовательно, про-
исходит наложение спектров различных порядков.
Интерференция света — это сложение колебаний, вследствие
чего при определенных условиях получается устойчивая во времени
23
3
Рис. И. Иллюстрация принципа разложе-
ния излучения на основе интерференции света
картина распределения интенсивно-
сти, зависящая от разности хода
между интерферирующими лучами;
результирующая интенсивность при
этом не равна сумме интенсивности
всех волн, а зависит от разности
их фаз.
Из рис. 11 следует, что разность
хода интерферирующих лучей в пла-
стины 1 толщиной h
At = 2nh cos ej,
где и — показатель преломления
материала пластинки (для воздуха
п 1); ег — угол падения лучей
на пластинку. Так как спектральные
приборы на основе интерферометра Фабри—Перо обычно рабо-
тают при углах падения 8, близких к нулю, можно считать, что
А^ — 2nh cos s' = 2nh cos 8.	(2)
Параллельные пучки лучей разных угловых направлений обра-
зуют в фокальной плоскости 3 камерного объектива 2 с фокусным
расстоянием /2 интерференционную картину, представляющую си-
стему концентрических колец.
Условием возникновения максимумов интерференции будет
mX — 2nh cos 8,
или в наиболее распространенном случае (и 1)
mX = 2h cos 8,	(3)
откуда
2h cos е
tn =.
л
Из последней формулы видно, что при постоянных h и 8 положе-
ние максимумов различно для разных длин волн. Другими словами,
происходит пространственное разделение сложного излучения по
длинам волн, т. е. его разложение в спектр. Обычно в интерферен-
ционных диспергирующих устройствах используется многолучевая
интерференция.
Если пластинку покрыть зеркальными полупрозрачными слоями
(рис. 12), то будут интерферировать не два, а множество лучей (мно-
голучевая интерференция). При этом характер распределения ин-
тенсивности в интерференционных полосах (рис. 13) существенно
меняется. В отличие от двухлучевой интерференции (р === 0,045)
при многолучевой интерференции (р = 0,85) энергия концентри-
руется в узких максимумах, разделенных широкими промежутками.
94
Рис. 12. Иллюстрация прин-
ципа многолучевой интер-
ференции
Рис. 13. Распределение интенсив-
ности в двух- и многолучевых ин-
терференционных полосах
Малая ширина полос, определяемая высоким порядком интерферен-
ции (т = 2пЛД), дает возможность получать высокую разрешающую
способность, существенно превосходящую разрешающую способ-
ность призменных и дифракционных приборов.
Упомянутые выше явления физической оптики, как правило,
используются в призменных, дифракционных и интерференционных
приборах, для которых, как указывалось выше, характерным яв-
ляется пространственное распределение лучей различных длин волн.
В «новых» спектральных приборах, т. е. со спектральной селек-
тивной модуляцией, также используются диспергирующие элементы
(призма, решетка, интерферометр). Однако они входят в состав
спектральных приборов как элементы селективных оптических мо-
дуляторов различных типов. Последние осуществляют разложение
излучения в спектр. Рассмотрим принципы использования селектив-
ной оптической модуляции в спектральных приборах.
Частотная модуляция основана на том, что излучение каждой
частоты (длины волны) описывается функцией косинусоидального
вида. Изменение разности хода в интерферометренционном моду-
ляторе приводит к появлению других косинусоид, каждая из ко-
торых соответствует частотам излучения, присутствующим в спектре
источника. Вследствие этого излучение будет промодулировано
с частотой, пропорциональной частотам спектра источника. Спек-
тральная яркость излучения источника может быть получена путем
Фурье-преобразования функции переменной составляющей потока.
Таким образом, частотный интерференционный селективной модуля-
тор дает возможность проводить гармонический анализ интерферо-
граммы, в которой в закодированной форме содержится информация
об исследуемом объекте.
Амплитудная модуляция осуществляется в интерферометре та-
ким образом, что при линейном изменении разности хода в постоян-
ный световой поток вводится переменная составляющая, ампли-
туда которой достигает максимума для выбранной длины волны.
Растровая модуляция осуществляется в селективном модуляторе,
представляющем собой «классический» спектрометр, в котором вход-
ная и выходная щели заменены растрами, при этом выходной растр
является точным изображением входного. Растр — это совокуп-
25
ность прозрачных отверстий различной формы и непрозрачных
участков. При точном совмещении изображения входного растра
с выходным растром, световой поток, проходящий через модулятор,
имеет максимальное значение. Если это изображение будет немного
смещено, то световой поток резко падает. Так как точное совме-
щение изображения входного растра с выходным растром имеет место
только для определенной длины волны, то таким образом осуществ-
ляется амплитудная селективная модуляция, т. е. на приемнике
после модулятора получается совокупность сигналов максималь-
ной амплитуды, каждый из которых соответствует определенной
длине волны излучения, содержащейся в спектре источника.
4.	КЛАССИФИКАЦИЯ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
Признаки, по которым классифицируют спектральные приборы,
могут быть самыми различными. По типу оптических систем разли-
чают обычные приборы с отдельно оформленными коллиматорной и
камерной частями и автоколлимационные, в которых конструктивно
совмещены коллиматор и камера.
По рабочей области спектра различают приборы, предназначен-
ные для исследований в дальней (вакуумной) ультрафиолетовой
области (1—185 нм), ультрафиолетовой (185—400 нм), видимой
(400—760 нм), ближней инфракрасной (760—2500 нм), средней ин-
фракрасной (2,5—50) 103 нм и дальней инфракрасной (50—1000) 103 нм.
Приборы с селективной оптической фильтрацией могут быть раз-
делены по тем физическим явлениям, которые положены в основу
их принципа действия, — дисперсионные (призменные), дифракцион-
ные и интерференционные.
В зависимости от назначения селективного фильтра может быть
выделен или узкий спектральный участок (одна спектральная ли-
ния) или же достаточно протяженный участок спектра. В первом
случае оптическая часть прибора называется монохроматором, во
втором — полихроматором.
Приборы, в которых излучение разлагается в спектр в резуль-
тате модуляции различных видов, называют селективными спектраль-
ными модуляторами. Эта группа приборов в свою очередь может быть
разделена по виду селективной модуляции (частотная или ампли-
тудная) или типу модулятора (интерференционный, интерференци-
онно-поляризационный и растровый).
Наиболее распространена классификация приборов по способу
наблюдения или регистрации спектра — визуальному, фотографи-
ческому или фотоэлектрическому.
Рис. 14. Структурная схема
спектроскопа
26
Рис. 15. Структурная схема
спектрографа
и
Рис. 16. Структурная схе-
ма спектрометра
К приборам с визуальной регистрацией спектра относятся спек-
троскоп и стилоскоп, с фотографической регистрацией — спектро-
графы, с фотоэлектрической регистрацией — спектрометры, сти-
лометры и квантометры.
Рассмотрим принципы построения, особенности и структурные
схемы спектральных приборов основных типов.
Спектроскоп. Этот прибор предназначен для визуального наблю-
дения спектра. По оптической части является полихроматором.
Спектроскоп состоит (рис. 14) из источника излучения /, щели 2,
объектива коллиматора 3, диспергирующего элемента 4 (призмы
или дифракционной решетки) и выходного объектива 5; за объекти-
вом 5 устанавливается окуляр 6, с помощью которого дискретные
или слившиеся монохроматические изображения щели, т. е. сово-
купность спектральных линий, рассматриваются глазом. Ввиду
сравнительно малых возможностей глаза как приемника излучения
(ограниченность области спектра видимой частью, зависимость точ-
ности измерений от яркости полей, области спектра и физиологиче-
ского состояния наблюдателя, быстрая утомляемость и т. п.) спек-
троскопы в настоящее время имеют ограниченное применение. Ос-
новной способ количественных измерений — визуальное уравнива-
ние яркостей двух частей наблюдаемого поля — измеряемой и эта-
лонной, — при этом одна из них ослабляется с помощью светофиль-
тров или поляризационных устройств.
Спектрограф. Этот прибор предназначен для фотографической
регистрации спектра. Он состоит (рис. 15) из источника излучения 7,
щели 2, объектива коллиматора 3, диспергирующего элемента 4,
выходного объектива 5 и фотопластинки (фотопленки) 6. С фокаль-
ной поверхностью объектива 5 совмещается светочувствительный
слой фотопластинки или фотопленки. Спектрограф, как и спектро-
скоп, по своей оптической части является полихроматором, что дает
возможность одновременно регистрировать более или менее широкую .
часть спектра.
Спектрографы широко используются как спектральные приборы
для научных исследований и анализа спектров в заводских лабо-
раториях, однако из-за чувствительности фотоматериалов рабочий
диапазон спектра ограничен видимой и ультрафиолетовой областями.
Ряд спектрографов может использоваться с фотоэлектрическими
регистрирующими приставками, т. е. в качестве спектрометров.
Спектрометра Этот прибор служит для фотоэлектрической реги-
страции спектра. Спектрометр состоит (рис. 16) из источника излу-
чения 7, модулятора 2, входной диафрагмы (щели) 3, объектива кол-
лиматора 4, диспергирующего элемента 5, выходного объектива 6
и выходной диафрагмы (щели) 7, совмещенной с фокальной поверх-
ностью объектива б. За выходной щелью установлен фотоэлектриче-
27
ский или тепловой приемник 8 (часто излучение, прошедшее через
щель, направляется на приемник с помощью отдельной оптической
системы). В регистрирующую часть спектрометра входят усилитель'
ное устройство 9 и индикаторное устройство 10 (осциллограф, теле-
визионная трубка, электронно-оптический преобразователь, измери-
тельный прибор и т. п.).
Оптическая часть спектрометра представляет собой монохрома-
тор, выходная щель которого выделяет узкий участок спектра. От-
личительная особенность спектрометра состоит в том, что для полу-
чения информации о спектральном распределении энергии в широ-
ком диапазоне длин волн необходимо последовательно направлять
на выходную щель различные участки спектра (сканировать спектр).
Поэтому в состав спектрометра входит сканирующее устройство 11,
которое, как правило, изменяет положение диспергирующего эле-
мента относительно неподвижных входной и выходной щелей.
В оптическую систему спектрометра обычно входит модулятор,
представляющий собой устройство для преобразования непрерывного
излучения в прерывистое. Введение модулятора дает возможность
использования для отработки сигналов приемника более совершен-
ной электронной аппаратуры, а также уменьшает вредное влияние
фона (подробнее см. п. 5, гл. 6).
Спектрометр может быть выполнен в многоканальном варианте.
В этом случае его оптическая схема должна быть полихроматором.
Вдоль фокальной поверхности выходного объектива такого спектро-
метра располагаются несколько щелей, одновременно выделяющих
из спектра несколько узких спектральных интервалов. Многоканаль-
ные спектрометры называются квантометрами, они предназначены
для количественного спектрального анализа по многим компонен-
там одновременно.
СИСАМ. Спектрометр с интерференционной селективной ампли-
тудной модуляцией (СИСАМ) представляет собой спектрометр,
в котором вместо призменного или дифракционного монохроматора
установлен селективный (избирательный) модулятор. Параметры
приемио-усилительной части спектрометра выбирают таким обра-
зом, чтобы она регистрировала только ту переменную составляю-
щую, которая пропорциональна амплитуде модулированного сигнала.
СИСАМ состоит (рис. 17) из источника излучения /, входной
диафрагмы 2, установленной в фокальной плоскости коллиматор-
ного объектива 3, селективного оптического модулятора 4—9, вы-
ходного объектива 10, выходной диафрагмы И, приемника 12, уси-
лительного устройства 13 и индикатора 14. Селективный модулятор —
это интерференционное устройство, в котором вместо концевых
зеркал установлены диспергирующие элементы (как правило, ди-
фракционные решетки). Например, интерферометр Майкельсона.
Световой поток, сформированный объективом 3, с помощью свето-
делителя 4 разделяется на цва пучка, которые попадают на дифрак-
ционные решетки 6, отразившись от них, интерферируют между со-
бой и собираются соединительным устройством 9 в один пучок, па-
дающий на выходной объектив 10. Модуляция светового потока осу-
23
ществляется изменением разности хода интерферирующих лучей
с помощью специального элемента 5, установленного в одном из пуч-
ков, а сканирование спектра — изменением положения дифрак-
ционных решеток 6 с помощью поворотных устройств 7. Для ком-
пенсации изменения разности хода во втором пучке предусмотрен
компенсатор 8.
Поляризационный СИСАМ. В этом спектрометре деление ампли-
туды световых колебаний, необходимое для получения когерентных
пучков, осуществляется с помощью не светоделителя, а пластинки
кристалла, обладающего двойным лучепреломлением. При падении
линейно поляризованного света на кристалл разность хода обык-
новенного и необыкновенного лучей зависит от длины волны излу-
чения, что позволяет реализовать селективную интерференционную
модуляцию с помощью анализатора на выходе прибора.
Растровый спектрометр. По существу растровый спектрометр
построен по схеме щелевого дифракционного спектрометра, в кото-
ром входная и выходная щели заменены растрами. В основу работы
прибора также положен принцип селективной модуляции. В фокаль-
ной плоскости выходного коллиматора образуется совокупность
монохроматических изображений входного растра, с одним из ко-
торых совмещается выходной растр, являющийся точной копией
этого изображения, т. е. при сканировании спектра каждой длине
волны будет соответствовать только одно положение дифракцион-
ной решетки, при котором изображения выходного и входного растра
совпадают.
Фурье-спектрометр. Прибор представляет собой интерферометр,
на выходе которого при линейном изменении разности хода проис-
ходит модуляция светового потока с частотой, пропорциональной
волновым числам или частотам электромагнитного излучения, т. е.
происходит селективная частотная модуляция. Спектральный со-
став излучения определяется с помощью обратного преобразования
Фурье (обычно с использованием ЭВМ).
Фурье-спектрометр состоит (рис. 18) из источника излучения 1,
входной диафрагмы 2, объектива коллиматора 3, селективного мо-
29
Рис. 18. Структурная схема
Фурье-спектрометра на основе ин-
терферометра Майкельсона
дулятора 4, 5, 6, 13, вы-
ходного коллиматора 8, вы-
ходной диафрагмы 9, прием-
ника 10, усилителя 11 и ин-
дикатора 12. Селективный
модулятор представляет со-
бой интерферометр, в кото-
2 — j ——| 4 I

ром световой поток разделяется светоделителем 4 и направляется
на зеркала 5 и 13. Интерферирующие пучки собираются соедини-
тельным устройством 7 и направляются на объектив 8. Частотная
модуляция осуществляется линейным перемещением одного из зер-
кал 5 с помощью подвижного устройства 6. Это перемещение, про-
порциональное изменению разности хода, передается на индика-
торное устройство 12, где строится зависимость интенсивности из-
лучения от разности хода, т. е. фиксируется интерферограмма.
Далее осуществляется преобразование Фурье и находится спектр.
Матричный спектрометр. По оптической схеме матричный спектро-
метр является полихроматором. Разложенное излучение во время
каждого измерения последовательно проходит через сменные много-
щелевые диафрагмы (маски), неподвижно стоящие на выходе обычного
монохроматора. Излучение, пропущенное масками, представляю-
щими собой различные комбинации прозрачных и непрозрачных
элементов, попадает на общий фотоприемник, формирующий слож-
ный электрический сигнал.
Электронная часть прибора включает ячейки памяти, число ко-
торых равно общему числу всех элементов маски. Преобразование
сигналов осуществляется таким образом, что после окончания из-
мерения каждая ячейка памяти содержит информацию об интенсив-
ности только одного спектрального элемента.
Спектрофотометр. В отличие от спектрометра спектрофотометр
предназначен не для измерения потока излучения, а для измерения
разности или отношения потоков, прошедших через измерительный
канал и канал сравнения (эталонный). Спектрофотометры, как пра-
вило, используют для анализа спектров поглощения.
Спектрофотометры обычно строят по двухканальной схеме: в од-
ном канале свет проходит через исследуемое вещество, а в другом —
через эталон.
Основными узлами спектрофотометра являются источник излу-
чения, осветитель, монохроматор (иногда — полихроматор), фото-
приемник и отсчетное (или регистрирующее) устройство.
Различают три типа спектрофотометров — с нулевым, отсчетным
и дифференциальным методами измерений. Наибольшее распростра-
нение получили приборы с нулевым и отсчетным методами измерений.
В приборах с нулевым методом отношение световых сигналов
определяется методом оптической компенсации, т. е. установкой
Рис. 19. Структурные схемы
спектрофотометров:
я — с нулевым методом измерений;
б - с отсчетным методом измерения
в эталонный канал про-
градуированного фотоме-
трического компенсирую-
щего оптического клина
(рис. 19, а). От источника
/ через конденсорные си-
стемы 2 и 12 световые по
токи проходят через кю-
веты 3 и 11. с эталонным и
исследуемым образцами и попадают на
зеркальный диск модулятора 5. Этот диск имеет прорези, благодаря
которым при его вращении в монохроматор 6 попадают попеременно
световые потоки то из эталонного канала (прошедшие через прорези
диски), то из канала с образцом (отраженные от зеркальных участ-
ков диска). Если в образце имеется поглощение, то световые потоки,
попадающие на приемник 8 из разных каналов, не будут одинако-
выми, и в нем возникает переменный электрический сигнал, который
усиливается усилителем 9 и подается на двигатель отработки 10.
Последний приводит в движение фотометрический клин 4, переме-
щающийся до уравнивания интенсивностей обоих потоков. Движе-
ние клина связано с пером самопишущего прибора 7, который чер-
тит на диаграммной бумаге спектрограмму. Если клин линеен, то
перемещение клина пропорционально отношению световых
потоков, прошедших через исследуемый образец и эталон. Отног
шение потоков в свою очередь пропорционально пропусканию
образца.
В приборах с отсчетным методом световые потоки, прошедшие
через оба канала, сравниваются электрическим методом, при этом
измеряется каждый из сигналов и определяется их отношение
(рис. 19, б).
Свет от источника 1 через конденсорные системы 2 и 13
проходит через исследуемый 3 и эталонный 12 образцы. Излучение
модулируется модулятором 4, На монохроматор 5 поочередно па-
дают световые пучки обоих каналов. Электрические сигналы с при-
емника 6 усиливаются усилителем 7, далее сигналы разделяются с по-
мощью переключателя 8, Сигналы сравниваются между собой в уст-
ройстве сравнения 9 и после преобразования и усиления подаются
на двигатель 10 и самопишущий прибор 11. Последний вычерчивает
спектрограмму, представляющую собой кривую пропускания об-
разца.
®5Й'*РИКИ
«приборов
Г л а в а 3. ОСНОВНЫЕ
ОПТИЧЕСКИХ
СПЕКТРАЛЬНЫ
К основным характеристикам оптических систем спектральных
приборов, определяющим их св^итва, возможности и диапазон ра-
боты, относятся дисперсия, апЙ^адая функция, предел разреше-
ния и разрешающая способное^ уйличеНне, относительное отвер-
стие объектов, угловое поле оптической системы зрения, светосила
и коэффициент пропускания. ;	।
Ниже будут рассмотрены основные характеристики, причем глав-
ным образом применительно к^ййболее распространенным прибо-
рам с селективной спектральной фильтрацией, хотя большинство
этих характеристик относится приборам с селективной спек-
тральной модуляцией.	’’
1. ДИСПЕРСИЯ
Угловая дисперсия характеризует способность диспергирую-
щего элемента отклонять излучвЙЙЙфвзличнЫх длин волн на разные
углы. Величина определяете»' соотношением
(4)
где d₽ — угол между лучами с	"ВбЖ'Л И % + dX.
Линейная дисперсия Dz является характеристикой спектраль-
ного прибора в целом; она опред|||Й|^йэ,Т' линейное расстояние d/ между
изображениями спектральных .'t'1 длинами волн к и к + dA,
в фокальной плоскости объектива» установленного после диспер-
гирующего элемента:	г’Юг1!''! :	:
Для наклонной фокальной
d/ = /2<l₽/cos<p,	
ISO'О'	I'
где fa — фокусное	расстояние	(камерного)	объектива;
Ф — угол между фокальной плойкжтьк) иплоскостью, перпендику-
лярной оси выходного объектива.\
В большинстве случаев можн^^итаТТ»» что cos ф « 1, и, следова-
тельно,	; .
Di = dl/dk == /j(dp/dX) w /jDp.
На практике принято характеризовать спектральный прибор
так называемой обратной линейной'''Дйспе^йей
1
dX
d/
(5)
показывающей, какой спектральный интервал приходится на еди-
ницу длины спектра. Обычно р^Й|рЙ0С^:!:|0ратной линейной дис-
персии выражается в нанометра!В|^;^1,;Вф;|1*и1ШЙ1Метр (нм/мм).
11 ,! ' С':
32 '	SSSS  jS '
По значению дисперсии спектральные приборы подразделяют
на несколько групп [14]. Это приборы с малой дисперсией (10—
102 нм/мм), средней (1—10 нм/мм), большой (0,1 — 1 нм/мм) и высо-
кой (0,01—0,1 нм/мм). Отметим, что такое деление в определенной
степени условно, так как, например, один и тот же призменный при-
бор может иметь высокую дисперсию в ультрафиолетовой области
спектра и малую дисперсию в ближней инфракрасной области.
Для инфракрасной области спектра, для которой, как правило,
вместо длин волн используют волновые числа и, выражения для
угловой и линейной дисперсии можно выразить в шкале волновых
чисел в виде
dp/dcr = Х2^; dZ/do — №Dt.
Очевидно, что к спектральным приборам с селективной модуля-
цией понятия угловой и линейной дисперсии неприменимы, так как
в этих приборах не происходит пространственного разделения лу-
чей различных длин волн.
2. АППАРАТНАЯ ФУНКЦИЯ
Аппаратная функция (АФ) спектрального прибора характеризует
наблюдаемое распределение интенсивности по спектру при осве-
щении прибора «идеально» монохроматическим источником излу-
чения. Таким образом, АФ дает возможность количественно опи-
сать искажения волнового фронта, с одной стороны, обусловленные
волновой природой света и физическими свойствами диспергирую-
щего элемента, и с другой стороны, вносимые реальным спектраль-
ным прибором. Речь идет в первом случае об АФ идеального спектраль-
ного прибора, во втором — реального прибора.
Пусть имеется истинное распределение интенсивности излуче-
ния исследуемого источника по спектру в виде функции f (X). В этом
распределении можно выделить некоторую монохроматическую со-
ставляющую f (X) dX (рис. 20), т. е. значение функции f (X) в беско-
нечно малом интервале длин волн 6Х. Наблюдаемое распределение
интенсивности в спектре для этой составляющей определяется АФ
так, что в некоторой произвольной точке спектра с длиной волны X'
вместо распределения вида f (X) dX будем иметь й (X'—X) / (X) dX,
где а (X) — АФ спектрального прибора.
Другие монохроматические составляющие также дадут соответ-
ствующий вклад в общую интенсивность в точке X'. Наблюдаемое
с помощью спектрального прибора распределение интенсивности по
спектру F (X') определяется интегралом
~|“ОО
F(%') = j й(Х'-X)/(X).dX.	(6)
Выражение вида (6) называется Сверт-
кой функций а (X) и f (X).
Рис. 20. Истинное н наблгОдаейбе распределение
интенсивности излучения
33
2 Скоков И. В.
Нормируя АФ, т. е. считая, что
—|-ос>
J й(Х)бХ' = 1,	(7)
—оо
и интегрируя (6) по X', получим
Таким образом, из выражений (7) и (8) следует, во-первых,
что влияние АФ сводится только к перераспределению интенсив-
ности в спектре и, во-вторых, к истинному распределению энергии
источника приписывается энергия наблюдаемого распределения.
Аппаратная функция а (X) учитывает искажения, вносимые ре-
альным прибором и истинное распределение f (X), как оптической,
так и регистрирующей системами. Если обозначить через йх (X)
аппаратную функцию, характеризующую оптическую часть прибора,
а через й2 (X) — регистрирующую часть, ,то наблюдаемое распре-
деление энергии (X') в фокальной плоскости выходного объектива
может быть представлено в виде
-|-ОО
(X') = J йх (X' X) f (X) dX.
На основании определения АФ можно выразить функцию а (X)
через функции йх (X) и й2 (X). Будем рассматривать функцию йх (X)
как истинное распределение энергии, падающей на приемник реги-
стрирующей части прибора, тогда
—1~00
а (X) = J й2 (X' - X) йх (X) dX.
—-оо
В общем случае аппаратную функцию й (X) спектрального при-
бора можно представить в виде свертки и элементарных аппаратных
функций й„ (X), каждая из которых характеризует тот или иной
вид искажений, вносимых прибором в истинное распределение энер-
гии в спектре. Определив каким-либо образом элементарные АФ
и решив уравнение свертки, можно найти истинное распределение ,
энергии источника по наблюдаемому. Это, однако, возможно лишь ,
при достаточно точном измерении наблюдаемого распределения ;
энергии и абсолютно точном знании формы АФ. В противном случае
истинная форма спектральной линии определяется с ошибкой.
Следует отметить, что если ширина спектральной линии много
меньше ширины АФ, то сигнал на выходе прибора будет иметь форму
АФ. Это дает возможность экспериментально определить АФ, поль- ij
зуясь бчень узкой спектральной линией (например, линией излуче-
ния газового лазера), если вычисление этой функции представляет
a +ar
6)
Za~Za!
г)
Рис. 21. Аппаратные функции спектральных приборов некоторых типов
трудности. В тех случаях, когда ширина спектральной линии много
больше ширины АФ, сигнал на выходе прибора будет полностью
воспроизводить входной сигнал, а форма АФ не играет существенной
роли.
На практике для некоторых распространенных спектральных
приборов можно аналитически представить вид АФ. Рассмотрим не-
сколько характерных АФ [6].
Дифракционная АФ. При очень узкой входной щели совершен-
ных спектральных приборов и при когерентном освещении щели учи-
тывается только дифракция на объективе. В этом случае аналитиче-
ское выражение АФ спектрального прибора имеет вид (рис. 21, а).
1 / sin (я1/ад) \
<7д	\	(л7/#д)	/ ’
где ад = Kf2/D — дифракционная ширина щели (D — диаметр све-
тового пучка), характеризующая расстояние между двумя линиями,
разрешаемое в соответствии с критерием Рэлея (п. 3 гл. 3). Величина I
определяет координату спектральной линии с длиной волны X в фо-
кальной плоскости камерного объектива.
Щелевая АФ. Вид этой АФ определяется только геометрическим
размером а'Г изображения входной щели в фокальной плоскости ка-
мерного объектива.
Различают два случая:
а)	график щелевой АФ спектрографа имеет форму прямоуголь-
ника (рис. 21, б):
«(/)
При этом прямоугольная АФ определяет форму спектральных
линий при фотографировании спектра с большой шириной щели;
б)	щелевая АФ монохроматора определяется как свертка двух
АФ, одна из которых соответствует входной щели, другая — изобра-
жению входной щели (а при увеличении, равном единице, — выход*
2*	35
ной щели). В этом случае график АФ монохроматора имеет форму
трапеции (рис. 21, в):
1
1Л±£1-
где а и а' — ширина входной и выходной щелей.
При а' — а график АФ монохроматора имеет форму треуголь-
ника (рис. 21, г), ширина основания которого 2а' = 2а.
Вид АФ монохроматора определяется сканированием спектраль-
ной линии, являющейся изображением входной щели, При этом
поток излучения только тогда начинает попадать в выходную щель,
когда расстояние между центрами спектральной линии и щели станет
равным а. Далее поток линейно возрастает до того момента, когда
изображение спектральной линии полностью уместится в выходной
щели. После этого поток линейно убывает до нуля.
3. ПРЕДЕЛ РАЗРЕШЕНИЯ И РАЗРЕШАЮЩАЯ
СПОСОБНОСТЬ
Предел разрешения —- это угловая или линейная величина, харак-
теризующая расстояние между двумя монохроматическими спек-
тральными линиями одинаковой интенсивности, которые еще раз-
решаются, т. е. наблюдаются раздельно. Различают теоретический
предел разрешения, обусловленный только волновой природой
света и физическими особенностями диспергирующего элемента,
и реальный предел разрешения, обусловленный искажениями вол-
нового фронта, проходящего через реальный прйббр.
Для оценки теоретического предела разрешения (г е. для идеаль-
ного прибора) наиболее часто используют крйТерйй Рэлея, согласно
которому две спектральные линии одинаковой' интенсивности на-
ходятся на пределе разрешения, если главный максимум дифрак-
ционного изображения одной из линий (рис. 22, а) Совпадает с пер-
вым минимумом в изображении другой линии. Суммарная интен-
сивность посередине между линиями составляет приблй&и+едьно
80 % интенсивности в главных максимумах. Критерий Рэлея при-
меняют в тех случаях, когда аппаратная функция идеального при-
бора является дифракционной. Если аппаратная функция носит
треугольный характер и не имеет точек перегиба, то для оценки
теоретического предела разрешения используется другой критерий,
а именно, две спектральные линий одинаковой интенсивности счи-
таются разрешенными, если они расположены друг от друга на рас-
стоянии 6Х, равном полуширине этих линий (рис. 22,6). В этом
случае суммарная интенсивность посередине. между линиями со-
ставит приблизительно 83 % интенсивности каждой из разрешаемых
ЛИНИЙ.	:.-i‘
36
Рис. 22. Теоретический предел разрешения спектральных приборов
Реальный предел разрешения ДХ определяется не только вели-
чиной 6%, но и полушириной аберрационного пятна рассеяния ДХаб,
изготовления и юстировки спектрального прибора, геометрической
шириной ДХГ входной и выходной диафрагмы и уширением ЛХИН,
обусловленным инерционностью приемо-регистрирующей системы.
Для спектрометров и спектрофотометров реальный предел разреше-
ния определяется в виде [14]
ДХ == v (6Х)<+ 0W + (A W + (ДМ2 + W.
Реальный разрешаемый интервал ДХ для той или иной пары спек-
тральных линий в каждом конкретном случае зависит также от
свойств исследуемого источника излучения и приемника энергии
излучения.
Иногда предел разрешения выражается как наименьшее расстоя-
ние 6/ в плоскости изображения между двумя различаемыми спек-
тральными линиями. Спектральный и линейный пределы разреше-
ния связаны между собой следующим образом:
dZ d/ da
м — dx ox — dx
и
. ._ At A1___ d/ Да
Ш — "dX ЛА “ dX а« ’
Для количественной оценки способности прибора различать
раздельно две близко расположенные спектральные линии вводится
понятие разрешающей способности как отношения длины волны
и пределу разрешения. Соответственно теоретическая 7?т и реаль-
ная 7?р разрешающие способности определяются как
Рт = Х/6Х == o/So и	= К/ДХ = о/До.
Рассмотрим связь между разрешающей способностью, дисперсией
и параметрами выходного объектива.
37
Г1|'||'!Г1"1"| '111!'!''''ТП-" i1 il';"r'|'ir|!'|i'|:;!"rij'|"|i'"'i"|"|'!i’|ri"j"|"! н и г ............................................и........................................... 'H'!!'||ipi|'l|'l|'|l'||'|'l||l|'l|!|ll|l'!l!ll!|'!l'!!	.........................1.....!'TH7HIT47||I||'|I'||T!|IIH
: 'i ' 	'	'	! '	j I : I I ''riihi; ; ' ;:i' ' ' : 1	, ' ' Н. , 1'f fiг  !,1 !: 1 i'V 1И' 1  i ' 1	! ' ,' '||
Рис. 23. Сечение пучка, выходящего ня диспер-
гирующего элемента спектрального прибора
Представим, что параллельный пучок
лучей диаметром D длины волны л вы-
ходит из диспергирующего элемента
с действующим отверстием В (рис. 23).
Условие возникновения диффракционных минимумов имеет вид
D sin р = тк,
где р — угол дифракции; т — порядок интерференции, или для
малых углов
Dp = гпк.
При т = 0 наблюдается главный дифракционный максимум. Для
углового расстояния между двумя линиями из последней формулы
получим D6p = к8т, откуда для соседних линий (6m = 1) будем
иметь
6р = X/D.	(9)
Формула (9) представляет собой критерий Рэлея, записанный в угло-
вой форме.
Ввиду малости величин бр и 6Х можно считать, что 6Р/6Х =
= dp/dX, следовательно, с учетом формулы (9) для теоретической
разрешающей способности справедливо соотношение Рт = D (dp/dX).
Обозначим А = D/f? — относительное отверстие выходного объ-
ектива прибора для пучка лучей, идущих под углом Р к оптической
оси. Тогда
Ri==ADi.	(10)
Выражение (10) является основным соотношением, связывающим
разрешающую способность и линейную дисперсию идеального спек-
трального прибора. Оно определяет предельное значение теоретиче-
ской разрешающей способности при заданных линейной дисперсии
прибора и относительном отверстии выходного объектива.
Рассуждая аналогично, можно получить выражение для реаль*-
ной разрешающей способности. Считая, что Ар/ДХ — dp/dX, получим
п____________________________1	dp х
КР — ДХ — dX др ’
iii
Н
ji
II
||
’ь
а умножив числитель и знаменатель на величину /г и имея в виду,
что Ар/г = А/ (А/ — реальный линейный предел разрешения), полу- I
чим окончательно	.iii
= Х/ДХ = (X/AZ) D/.	(11) 
Формула (11) — основное выражение, связывающее реальную if
разрешающую способность, линейную дисперсию и реальный ли-
нейпый предел разрешения.	'J
Из выражений (10) и (11) вытекает соотношение для"/?т и Rp
в виде	"
38 |
il
ТТ
4. УВЕЛИЧЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО ПРИБОРА,
ОТНОСИТЕЛЬНОЕ ОТВЕРСТИЕ, УГЛОВОЕ ПОЛЕ
ОБЪЕКТИВОВ
Различают угловое и линейное увеличение оптической системы
спектрального прибора.
Если на диспергирующий элемент падает луч под углом BJfi,
где Bi — сечение падающего пучка, Д — фокусное расстояние кол-
лиматорного объектива, а выходит под углом BJfz, где В2 — сечение
выходного пучка, /2 — фокусное расстояние выходного (камерного
объектива), то для наиболее распространенного случая f\ = /2
угловое увеличение спектрального прибора у = В^В^.
Для спектральных приборов, в которых входной диафрагмой
служит щель шириной а и высотой h, различают горизонтальное
увеличение ух = а'/а и вертикальное у2 = h'lh, где а' и h' — размеры
изображения ширины и высоты входной щели.
Увеличение у2 определяется только увеличением оптической си-
стемы входного и выходного объективов, в то время как ух зависит
также от увеличения диспергирующего элемента. В спектрографах
наклон фокальной поверхности также влияет на значение горизон-
тального увеличения.
Определим линейное уреличение спектрального прибора 0.
Если /1 и /2 — соответственно, фокусные расстояния входного и вы-
ходного объективов, у г- увеличение диспергирующего элемента,
X — угол, характеризующий наклон фокальной поверхности, То
для рх и 02 будем иметь
0х = аЧа = (f'z/fi) у (1/sinx);	(12)
0г = h'lh = fz/fi.	(13)
I	При использовании монохроматоров последний сомножитель вы-
I	ражения (12) можно не учитывать, так как выходную щель разме-
I	щают таким образом, чтобы плоскость, в которой располагаются
I лезвия ножей, была бы перпендикулярна оси проходящего через
I нее пучка лучей.
Увеличение диспергирующего элемента может изменяться в за-
| висимости от длины волны, что приводит к изменению ширины моно-
| хроматических изображений щели.
|	Установим связь между относительными отверстиями Ах вход-
» ного объектива и А2 выходного объектива. Площадь входного
| зрачка объектива определяет энергетические характеристики при-
:	бора, при этом прямоугольный зрачок со сторонами В и Н экви-
1	валентен круглому зрачку диаметра D, если ВН = nDz/4. Следова-
тельно,
п 2 VBH ,	2/ВЯ
I
И	Для щелевых приборов размер сечения пучка Н в направлении
А высоты щели одинаков для входного и выходного объективов, по-
В
39
1 ,
B|i'
этому относительные отверстия Лt й'^^'эЖ1’объективов связаны
соотношением	1 ' 111	'н:ич1, ;'ям 1
f ]	1 ; : 1 , 1	1 1
.. Zf • *
2 — /-ц —рг ''г'У •
11 I |Г ^2  1 Т| /V -	• ।	['I;,!:1; I	,	| I  , !
Из изложенного выше следует, что относительное отверстйё ‘ вы-
ходного объектива меняется при изменении горизонтального увели-
чения.	 ii:
Угловое поле объективов спектрального прибора может иметь
различные значения, что связано с различием в условиях работы
входного и выходного объективов [10].
Входной объектив, в фокальной плоскости которого распола-
гается щель, обладает угловым полем только в сагиттальном сечении
(вертикальное сечение, содержащее тцель и ось входящего в нее пучка
лучей). Угловое поле характеризуется соотношением 2 tg <о10 =
— hlили при h < fi — соотношением 2<в1с = Л/Д. В меридиональ-
ном сечении, перпендикулярном Ширине щели, выполняется усло-
вие а < Л, и можно считать, что угловое поле 2ш1м — 0.
Угловое поле выходных объективов зависит1 от протяженности
спектра, который необходимо зарегистрировать на приёмнике. Если
выходная щель в монохроматорах неподвижна, то объектив Не обла-
дает угловым полем в направлении дисперсии; в направлении вы-
соты щели 2 tg а>с 2©с =* Л7Д. т. е. <в1с Если выходная
щель монохроматора подвижна, т. е. осуществляет сканирование
спектра, то монохроматический1 изображения щели находятся в раз*
ных местах фокальной поверхности. В этом случае выходной объектив
имеет угловое поле 2<о„ в направлении дисперсии, т. е. в меридио-
нальном сечении. Это поле определяется Из соотношения
2w' = 2arctg^\
где I — длина спектра; % — угол наклона фокальной поверхности*
6. СВЕТОСИЛА
Светосила спектрального прибора характеризует освещенность, соз-
даваемую в фокальной плоскости выходного объектива (для спектро-
графа) или освещенность на сетчатке глаза (для спектроскопа), или
поток излучения, падающий на приемник энергии излучения (для
спектрометра и спектрофотометра).
В общем случае количество энергии, попадающее на приемник
излучения на выходе спектрального прибора, зависит от яркостных
и спектральных характеристик источника излучения, пропускания
прибора, размеров входной диафрагмы и ' способов ее осве-
щения.	|
Светосилу прибора по потоку можно определить как поток излу-
чения Фх, проходящий через выходную щель, при единичной спек-
тральной г плотности энергетичёэдкоЙ" яркости  излучения! (%) (для
линейчатого спектра) или LK ДА, (для сплошного спектра), где L(X) —
40-
энергетическая яркость излучающей поверхности источника, а —
спектральная интенсивность этой величины, т. е.
8п =*	(14)
или
gc = Фх/(£хДХ).	(15)
Светосилу прибора по освещенности можно определить как осве-
щенность выходной щели при единичной спектральной плотности
энергетической яркости излучения, т. е.
Сл = Фх/(/Л'о')	(16)
и
Qc = ФЛ^Л'а').	(17)
Светосила по потоку (линейчатый спектр). Поток на выходе
прибора описывается выражением [3]
O(X) = TXha(Si/fDL,	(18)
где тк — коэффициент пропускания оптической системы прибора
(включая осветительную часть); 5г — площадь сечения пучка; L —
энергетическая яркость.
Из выражения (18) получаем
=* Ф%/Ь = Xjjw (Si/fi).	(19)
Величины ha/fl = Qj и h'a’/f'/ — Q2 представляют собой соответст-
венно углы, под которыми входная щель видна из центра входного
объектива и выходная щель — из центра выходного объектива,
при этом Qi = йа. Произведение ; ,
и = QpSi =®	1 	(20)
где Si и S> — соответственно площади входных зрачков прибора или
сечения пучка, называется геометрическим фактором прибора. Сле-
довательно,
8а в т%ил,	(21)
т. е. светосила равна произведению коэффициента пропускания
на геометрический фактор.
Светосила по потоку (сплошной спектр). Поток на выходе при-
бора описывается выражением 13]
Фх = ^ha (Si/f?) Lt^K,	(22)
следовательно,
gc =e e	ДХ = тх«с,	(23)
где	. .и	.	.
йс = (ha/f'z) 51ДХ.	(24)
Светосила по освещенности (линейчатый спектр). Для нахожде-
ния энергетической освещенности, создаваемой на фокальной по-
41
...I i!';|'inpi|!!|'il'|i и '"I.и1.....   '!'!	|"!"|'iP!l"!'!ii|i ...	l!'|!|1||l||l||!|!!lll|
।। I 	1. 1 . i 11 1	'•11 l .	1	4	।	;:	। И	! i: 111 '1 И i. н !	' i 1		,• L • j ।'; ч' i' • • i.!’ । :i !i I ।	• н '	! 1 .! .	1	'1 • । '  . ' 111 'iI ' ;i I
верхности выходного объектива, необходимо отнести поток излуче-
ния, достигающий фокальной поверхности, к площади спектральной н
линии h'a’.	i
Из формул (12) и (13) получим	
h'a = ha(f^/(у/sinи).	(25) f
Чтобы найти освещенность, необходимо выражение для потока
излучения (18) разделить на площадь спектральной линии, опреде- !
ляемой выражением (25), т. е.	]
Ел = (Ф^/ftV) == LTxsinxfSi/fa2)/?.	(26) !
В соответствии с формулой (16) светосилу прибора по освещен- i
ности для линейчатого спектра можно определить как величину осве- ’
[ценности монохроматического изображения щели при единичной *
спектральной плотности энергетической яркости излучения, т. е. |
ГЛ = т. ^А.:= т.,,_	/97\ 1
где
Светосила по освещенности (сплошной спектр). Согласно выра-
жениям (17) и (22) освещенность в случае сплошного спектра
£с = ^ = ткМХ^-||.	(29)
Светосила прибора по освещенности для сплошного спектра опре-
деляется, как это следует из выражения (17), в виде
П __ Ф& ~	А) __ _ J.	/ОА\
—L^h,'а'—	у АЛ —(ои)
где
ыс — sinx(Si/f(2) ДХ/Y-	(31)
6. КОЭФФИЦИЕНТ ПРОПУСКАНИЯ
Коэффициент пропускания т\ характеризует потери в спектральном |
приборе и выражается как отношение светового потока, прошедшего 1
через входную щель, к соответствующему потоку, падающему на
приемник. Основными источниками потерь в спектральном приборе И
являются поглощение света в оптическом материале, отражение h
света от зеркальных поверхностей и рассеяние света как на поверх-
ности оптических деталей, так и в их объеме.
Коэффициент отражения р для двух оптических сред с соприка- ;
сающимися гладкими поверхностями при нормальном падении света i
определяют по формуле	: I
..ИМ;	1 .	1
~	(п'~ п)*	hil
|(li
Таблица 5
Таблица 4
Металлы	«п	п	р		Длина		волны,	ИМ
				Металлы				1 Л А
Алюминий	5,23	1,44	0,83		15	<5 U	70	14U
Ртуть	4,96	1,73	0,78					
Сурьма	4,94	3,04	0,70	Серебро	0,98	0,98	0,99	0,98
Платина	4,26	2,06	0,70	Золото	0,97	.	0,98	0,98
Серебро	3,67	0,18	0,95	Медь	0,94	0,97	—	0,98
Висмут	3,66	1,90	0,65	Алюминий	0,88	0,91	0,95	0,97
Золото	2,82	0,37	0,85	Никель	0,79	0,89	0,95	0,97
Медь	2,62	0,64	0,73	Платина *	0,78	0,89	0,96	0,96
где п w п' — показатели преломления материалов. Для отражения
на границе воздух—стекло (п <=« 1) коэффициент отражения
__ (п — 1)а
р — (П+ 1)«’
Коэффициент отражения от зеркальных поверхностей, покрытых
металлическими пленками (для нормального падения)
1 •'	 , о о
{tl - 1 ) -|- (Хц
р (П + I)2 + а„
где п и ап — показатели преломления и поглощения металла соот-
ветственно.
Для инфракрасного излучения в диапазоне Х = (5-4-12) мкм
коэффициент отражения металлических покрытий можно определить
по формуле [4]
рх = 1 - 0,365 V + 0,0667,
где Рр — удельное сопротивление металла, Ом-ммг/м; X — длина
волны, МКМ.	___
Если X > 120 нм, то р?, = 1 — 0,365 |/ Рр/Х.
В табл. 4 приведены оптические постоянные некоторых металлов,
используемых в качестве покрытий зеркальных элементов,
а в табл. 5 — числовые значения коэффициентов отражения метал-
лов в инфракрасном диапазоне длин волн при нормальном падении
потока излучения 117].
При определении коэффициента пропускания прозрачной среды
(стекла, кристаллов) трудно выделить отдельно потери на поглощение
и рассеяние, поэтому принимают некоторый общий коэффициент, на-
зываемый коэффициентом светопоглощения ka на 1 см длины хода
луча в среде:
"4™
который обычно и сообщается в каталогах по оптическому стеклу.
Коэффициент пропускания т оптической системы из т прозрач-
ных сред с учетом потерь света находят путем перемножения коэф-
фициентов пропускания всех поверхностей и оптических сред:
k—m	te/n-H
Т ГТ ™ р^) ГТ	-—k	(32)
а если оптическая система состоит из различных преломляющих и
отражающих поверхностей, тр формула (32) записывается в виде
k—tn	tem-f-l
П (1 — рн) П (l™^a)/znp^,	(33)
где рк — коэффициент отражения от поверхности оптической детали
на границе двух сред; ka — коэффициент светопоглощеиия среды
оптических деталей; т — число прозрачных сред; р3 — коэффициент
отражения зеркал; N — число зеркал; 1т— длина пути излучения
в m-й среде, отнесенная к единице длины (см).
При вычислении коэффициента пропускания в призменном при-
боре необходимо учитывать потери света в призме, вызванные погло-
щением и отражением света., рМН Ти и тр —- коэффициенты про-
пускания призмы, учитывающие потери на поглощение и отраже-
ние, то
Т=П(1— рк) П (1 — ^а)'тр^тпТр.	(34)
£—1	JfctSRsl
При вычислении коэффициента пропускания в дифракционном
приборе необходимо учитывать потери света, вызванные отражением
света от дифракционной решеткц. Эти потери определяются коэф-
фициентом зеркального отражения решетки рр и коэффициентом е0,
учитывающим относительное распределение интенсивности света,
отраженной решеткой по длинам волн. В этом случае
т = П (1 - рк) П (1 - М'“р"ррео.	(35)
1 1
РАЗДЕЛ 11. ЭЛЕМЕНТЫ, УЗЛЫ И СИСТЕМЫ
СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
Г л а в а 4. ИСТОЧНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ
В качестве искусственных источников излучения в спектральных
приборах используют газовый разряд различных видов, пламя,
тепловые излучатели, спектральные высокочастотные газовые и па-
рометаллические лампы, лазеры и т. п. Тип источника и его харак-
теристики выбираются исходя из задач измерений и параметров
спектрального прибора.
Источниками оптического излучения являются также естествен-
ные излучатели — атмосфера, планеты, звезды, фоны.
1.	ИСТОЧНИКИ СПЛОШНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Источники сплошного излучения широко применяются в спектраль-
ных приборах, предназначенных для измерения спектров поглоще-
ния и отражения. Основные требования к таким источникам — вы-
сокая яркость сплошного фона в широком диапазоне спектра, отсут-
ствие эмиссионных и абсорбционных линий, стабильность интен-
сивности излучения во времени (для источников непрерывного излу-
чения). Наибольшее распространение получили тепловые излучатели
(лампы накаливания), водородные газоразрядные лампы, дуговые
газоразрядные ртутные и ксеноновые лампы сверхвысокого давле-
ния, импульсные источники сплошного спектра, лазерная искра;
Тепловые излучатели. Под тепловым излучением понимается
электромагнитное излучение, испускаемое телом, вещество которого
находится в состоянии термодинамического равновесия н характе- .
ризуется определенной температурой. Качественны'ми характери-
стиками излучения нагретых тел являются спектральная плотнбсть
энергетической светимости или спектральная плотность излучатель-
ности 7И>,, т. е. количество энергии определенной длины волны, излу-
чаемое с единицы поверхности тела в единицу времени при темпе-
ратуре Т, и спектральная поглощательная способность а^., т. е.
величина, показывающая, какая часть упавШего на поверхность
тела монохроматического потока поглощается им при температуре
тела Т.
Соотношение величин и ау устанавливается законом Кирх-
гофа, согласно которому отношение спектральной излучательной
способности тела И его спектральной поглощательной способ-
ности ак при определенной температуре и длине волны в заданном
4'5
направлении для выбранной точки тела есть величина постоянная и
не зависящая от природы тела:
М,	м.
Л1 _____	л 2
ОЦ	ОСл
Ла
"1"11 const •
ОСч
При = 1 тело называется полным излучателем или черным
телом (ЧТ). Для такого излучателя
ЛК М.
--дк
ам	аъп 'чт
Излучение ЧТ описывается следующими законами.
Закон Стефана—Больцмана определяет энергетическую свети-
мость (излучательность) ЧТ как величину, пропорциональную чет-
вертой степени температуры, т. е.
Ме = оТ4,
где <г = 5,67-10~8 Вт/(м2-К4) — постоянная Стефана—Больцмана.
Закон Планка описывает спектральное распределение поверх-
ностной плотности потока излучения непрерывной от 0 до оо функ-
цией вида
—cxV5 ехр(~—1М 1,
\ Л J	у
где <?| и с2 — постоянные величины.
Закон Вина устанавливает связь между температурой излучателя
в градусах Кельвина и длиной волны Лгаах в микрометрах, соответ-
ствующей максимальному значению спектральной интенсивности
поверхностной плотности излучения, в виде %,пах = 2898/7.
Подавляющее большинство тепловых излучателей имеют < 1,
т. е. они являются нечерными. Различают тела с серым и селективным
излучением.
Для серого излучателя спектральная характеристика излучения
подобна спектральной характеристике ЧТ с той же температурой,
но интенсивость излучения для каждой длины волны всегда меньше,
чем у ЧТ.
Селективные излучатели излучают энергию в определенных узких
участках или полосах спектра. Их коэффициент излучения зависит
не только от температуры, но и от длины волны.
Для серого излучателя
оо
Ме =з J Ме>
о
для селективного излучателя
оо
Ме — J
о
где и — коэффициенты теплового излучения серого и селек-
тивного излучателей.
46
1 । i| 'i 1  1 ' ; ' . 1 I 1 'i ; j1 j 1 I 1
Ti:Tini г 1/hHTtitnnii тт
Реальные тепловые излучатели в сравнительно узких спектраль-
ных диапазонах можно рассматривать как черные излучатели или
излучатели, имеющие определенную температуру и некоторый коэф-
фициент излучения. Эта температура, называемая цветовой Тп,
соответствует температуре такого ЧТ, у которого относительное
спектральное распределение излучения в видимой части спектра
подобно спектральному распределению данного реального излуча-
теля. Для всех металлов цветовая температура Тц больше истинной
температуры тела Т.
Черное тело удобно использовать для энергетических измерений
в спектре, однако на практике удается создавать лишь приближенные
модели ЧТ. Простейшей моделью ЧТ является замкнутая полость,
внутренняя поверхность которой имеет высокий коэффициент по-
глощения. В полости есть отверстие, малое по сравнению с ее ли-
нейными размерами. Внутренняя поверхность источника .может
не только поглощать падающую внутрь энергию, но при нагреве
и излучать ее подобно ЧТ. На практике из тепловых излучателей
наибольшее- распространение получили электрические лампы на-
каливания с вольфрамовыми телами накала. Лампы накаливания,
используемые для количественных исследований по распределению
энергии в спектре, специально градуируются — определяется их
цветовая температура.
Энергетическая яркость ламп ограничивается рабочей темпе-
ратурой вольфрамового тела накала (до 3000 °C). Рабочая темпе-
ратура ламп, предназначенных для фотометрических измерений, не
превышает 1600 °C. Вольфрамовые лампы удобны, надежны, просты
в эксплуатации. Обычно применяются лампы небольшой мощности
с телом накала, размер которого обеспечивает заполнение щели
сектрального прибора. Недостаток вольфрамовых ламп — уменьше-
ние яркости со временем под влиянием испаряющегося вольфрама.
Лампы накаливания с иодным наполнением свободны от этого не-
достатка.
За счет высокого давления в колбе уменьшается скорость
испарения вольфрама, увеличивается температура тела накала и
повышается светоотдача (отношение светового потока ко всей потреб-
ляемой источником мощности). При этом иодное наполнение факти-
чески не изменяет спектрального состава излучения, а повышенная
яркость и стабильность излучения в течение всего срока службы
позволяют применять эти лампы в качестве надежных эталонных
излучателей. В спектральных приборах используются лампы нака-
ливания с иодным заполнением типа ЛНИ-2, ЛНИ-8, КИМ9-75,
КИМ10-90, КИМ12-100-2 [3, 8].
Наибольшее применение находят вольфрамовые лампы с телом
накала в виде ленты, обеспечивающей равномерно светящуюся по-
верхность и хорошее заполнение входной щели спектрального при-
бора. Ленточные вольфрамовые лампы с окнами из увиолевого стекла
используются при измерениях в УФ области (до 250 нм), а с окнами
из сапфира — в ИК области (до 6-103 нм). Основное назначение лен-
точных ламп — градуировка аппаратуры по длинам волн. При
нрт|]'|Г||ТТТ'!л 1]111 ттг'ПЧ1 ТIT1 гт'гт' "г; ;	 1			и i'ii"! "!  ; г1 пн п			и ;i 'I II ini н г 1, ।	1 । । । |Ч 1 | ' н ,! | ! II || 1! !"li	.ч •] ч НЧЧ1Я1Ч ч II 1Н!:гч и и h i11 •; 111 ,,! !:J 1 -  1! 1 : i'!1 Il l 1 ITJJ||! I ' 1 ' l '• I :i 1 ' 1 i । i' I /1 ' i : 1 '	'	: •!1 ; 	1 	 ' | | 1 1! i, ' 1 ;l 1 ll 15 ";l| lh' 'I'lh 6 :;i 	 T		
Тип лампы	Л5арка	 Мощность» . Вт	Коротковой - новая гра-_ ; ннда, ям	Тин лампы	Mu рка	Мощность, Вт	Коротковол- новая гра - яйца, нм
Накалива- ния: ленточная иодная	СИ6-40 СИ6-100 СИ8-200	; СИ8-200У ЛЛС-0,7 ЛНИ-2 КИМ-10-90 КИМ-12-100	40 100	400	1 Ртутная-' Ксеноновая Вддородная	ДРШ-100 ДРШ-250 ДКсШЛЗО ДКсШЛООО ВСФУ-3 ДВС-25 ДВС-40	100 250 130 1000	290	
							220
		200					
			250				
		60 500 90 100				25	215	'
			' 220				
						40	185
спектральных измерениях используются ленточные лампы накали- i,
вания марки СИ6-40, СИ6-100, СИ8-200, СИ8-200У [3, 17].
Газоразрядные источники низкого давления- В результате газо-
вого разряда при низком давлении в водороде и инертных газах
можно получить излучение сплошного спектра в УФ области. Осно- S
ванные на этом явлении лампы возбуждаются мощным высокоча-
статным или импульсным, разрядом при .пониженном давлении.
Водородные лампы излучают сплошной спектр в, .области 500— d
170 нм и линейчатый спектр в области 170—90 нм. 'Водородные лампы iii
тлеющего разряда работают, при напряжении питания 2—3 кВ и iii
токах 0,1—0,3 А, а водородные дуговые лампы — при напряжении
питания 220 В и токах порядка нескольких ампер. В отличие от ламп !
тлеющего разряда водородные дуговые лампы представляют собой
точечные источники ,с большой поверхностной яркостью. Окна ламп
изготовляют из кварца, увиолевого стекла и сапфира,.	i
Дейтериевые лампы в области 250—190 нм обладают большей
(на 30—50 %) интенсивностью излучения по сравнению с лампами
тлеющего разряда. Из отечественных водородных и дейтериевых
ламп можно указать лампы марок ВСФУ-3, ДВС-25 и ДВС-40 [3, 18]. с
Лампы, наполненные инертными газами., также дают сплошной
спектр в УФ области спектра (ксеноном до 147 мкм, криптоном — i
123 мкм; аргоном — 106 мкм, неоном — 70 мкм, гелием — 60 мкм). :
Дуговые газоразрядные лампы сверхвысокого давления. Лампы ;
основаны на использовании дугового разряда в парах ртути или J
инертных газов (чаще всего — ксенона) при давлениях в шаровой ;1
колбе порядка 13,3—66 кПа. Излучение дуговых ламп генерируется :
в широком спектральном диапазоне и характеризуется почти равно-
мерным ярким:сплошным спектром, на фоне которого слабо выде- ii
ляются уширенные линии газов. Д видимойги Уф'Областях распре- с
л	Г[П-
деления энергии в таких лампах близко к солнечному. При этом
ксеноновые лампы дают сплошной спектр излучения в УФ области,
мощность которого превышает мощность излучени водородных
ламп.
В спектральных приборах нашли применение ртутные лампы
марок ДРШ-100 и ДРШ-250, ксеноновые ДКсШ-130, ДКсШ-1000,
а также разборные ксеноновые лампы с водяным охлаждением элек-
тродов (типа ДКсР). В табл. 6 приведены основные характеристики
некоторых выпускаемых промышленностью источников сплошного
спектра.
2.	ИСТОЧНИКИ ЛИНЕЙЧАТОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Основная область применения источников линейчатого излучения —
атомная и атомно-абсорбционная спектроскопия, спектроскопия ком-
бинационного рассеяния, градуировка спектральных приборов.
Главное требование, предъявляемое к источникам линейчатого
спектра, — возможность получения узких, ярких и хорошо воспро-
изводимых спектральных линий.
Рассмотрим наиболее распространенные типы ламп с линейча-
тым спектром.
Гейслеровские трубки. Лампы представляют собой колбы с метал-
лическими электродами, наполненные инертными газами. Они ра-
ботают при низком давлении. В качестве источника используется
излучение положительного столба тлеющего разряда, проходящего
через узкий! капилляр, при напряжении на электродах до 2—3 кВ
и токе 1—100 мА. Преимуществом гейслеровских трубок являются
простота, высокая интенсивность излучаемых линий и их малая
ширина.	, и
Дуговые парометаллические лампы. Лампы состоят из небольшой
разрядной трубки, заключенной внутри цилиндрической колбы.
Разрядные трубки заполняются аргоном и небольшим количеством
какого-либо металла. В колбе поддерживается давление ~10-4 Па,
что обеспечивает постоянство разряда. Из дуговых парометалличе-
ских ламп в спектральных приборах используются [8] ртутные
Таблица 7
Тип лампы					 Наполнение	Мощ- ность, Вт	Тип лампы	Наполнение	Мощ- ность, Вт
ДРС-50	Ртуть	50	ДНаС-18		18
СМР-1		12	СНА-2	Натрий	12
ДКдС-20	Кадмий		ДТС-15	Таллий	15
СМК-2			ДЦзС-16	Цезий	
ДЦнС-20 СМЦ-2	Цинк	; 1'1111 1 "1Щ11 III 1Ч11И				20	СМРК-2 СМРЦ-2 	Ртуть, кадмий Ртуть, ЦИНК1: 1	: : 16
49
(CMP4, ДРС-50), кадмиевые (CMK-2), (ДКдС-20), ртутно-кадмие*
вые (СМРК 2), цинковые (СМЦ-2, ДЦнС-20), ртутно-цмковые
(СМРЦ-2), натриевые (СНА-2, ДНаС-18), таллиевые (ДТС*15), це-
зиевые (ДЦзС-16). Разрядные трубки ламп марок ДРС-5Л, ДКдС-20,
ДЦнС-20 и ДТС-15 изготовляются из кварца, ДНаС-18—из спе-
циального щелочноустойчивого стекла; наружные колбы трубок
ламп марок ДРС-50, ДКдС-20 и ДЦнС-20 изготовляются из '/виоле-
вого стекла.
Излучение указанных выше ламп характеризуется довольно
узкими яркими линиями, подверженными самообращению. Рабочий
спектральный диапазон 0,25—0,8 мкм. В табл. 7 приведены харак-
теристики газоразрядных парометаллических ламп.
Ниже приведены длины волн наиболее интенсивных спектральных
линий:
Металл
Ртуть . .
Цинк . .
Кадмий
Цезий
Таллий .
Натрий .
Длина волны, нм
. . 253,7; 296,7; 312,6; 313,2; 334,1; 365,0; 366,3; 404,7; 407,8; 435,8;
546,1; 577,0; 579,0
. .	280,1; 328,2; 330,3;. 334,5; 334,6; 468; 472,2; 481,1; 636,2
298,1; 326,1; 340,4; 346,6; 346,8; 467,8; 480; 508,6; 643,8
. .	455,5; 459,3 687; 697,3; 722,9; 760,9; 794,4; 852,1; 894,4
535
.	589,0; 589,6
Интенсивные линии ртути и гелия в широком диапазоне спектра
излучаются ртутно-гелиевой лампой РСФУ-2. В лампе используется л
дуговой разряд при низком напряжении. Колба лампы наполнена
гелием при давлении 1,3—1,6 кПа и содержит некоторое количество 4J
ртути. Окно колбы сделано из у виолевого стекла.
Лампы с полыми катодами. Лампы имеют ту особенность, что их ipii
катод изготовляется в форме полого цилиндра, внутри которого при У
определенном токе и давлении концентрируется все отрицательное 6il
свечение тлеющего разряда. Это приводит к существенному повыше- ;
нию яркости излучения, содержащего интенсивные и узкие линии
металла, из которого сделан катод.	4
Промышленность выпускает лампы и полые катоды, изготовляв-
мне из алюминия, хрома, меди, железа, никеля и других металлов!
Лампы наполняются неоном при давлении ~400 Па, что способствует 4
наиболее яркому свечению разряда.
Лампы с полым катодом находят широкое применение в качестве
источников спектров сравнения, стандартов длин волн и интенсив-Д|
ностей, а также при атомно-абсорбционном анализе.	4;
Лампы с высокочастотным возбуждением. Лампа представляет
собой трубку, в которой возбуждается газовый разряд под воздей-д'^
ствием электрического поля высокой частоты (10—10* МГц), созда- Ш
ваемому как с помощью электродов, введенных внутрь трубки, так ijii
и без них. В отличие от источников с тлеющим разрядом рассматри-
ваемый источник излучает более интенсивные линии при одинаковом
их качестве (ширина и степень самообращения). Из источников с вы4:4
сокочастотным возбуждением получили распространение., особенно
50	.

11'^1.111 || |i 1 |'|Si ii II II li J si !i ч li'thl lil llilliliilllllllllllie II
EIIHIUIIINIIIIIItl IIIM1
imiiuiininiiiHi nun
iiitiimiiiiiiiiiiJi iiaiBi
я спектроскопии высокой разрешающей способности, лампы с чет-
ными изотопами некоторых элементов, например Hg 198, Cd 114
и др., спектральные линии которых не обладают сверхтонкой струк-
турой.
Резонансная лампа. В этой лампе излучение возбуждается опти-
ческим путем. Лампа представляет собой стеклянную или кварце-
вую колбу, заполненную парами исследуемого металла при низком
давлении. При освещении колбы светом газоразрядной лампы, со-
держащей пары того же металла, что и резонансная лампа, послед-
няя переизлучает поглощенное резонансное излучение. В лампах
такого типа можно наблюдать резонансные линии щелочных ме-
таллов.
Лазеры. Среди источников линейчатого спектра необходимо
особо отметить газовые лазеры. Чрезвычайно малая ширина генери-
руемых ими линий (10-5—10“® нм) позволяет использовать их в ка-
честве источников «идеально» монохроматического излучения при
измерении формы и ширины аппаратных функций спектральных
приборов высокой разрешающей способности.
При спектральных измерениях находят также применение жид-
костные лазеры, в которых в качестве активной среды чаще всего
используются растворы сложных органических красителей.
Отметим некоторые особенности источников для проведения
различных видов спектрального анализа. При эмиссионном анализе
исследуемый образец (проба) вносится непосредственно в источник,
так как необходимо получить излучение самого анализируемого ве-
щества. В источнике происходят испарение пробы, если она нахо-
дилась в жидком или твердом состоянии, диссоциация молекул,
ионизация атомов и, наконец, возбуждение атомов и ионов. Источ-
никами для эмиссионного анализа служат газовый разряд различ-
ных видов (дуговой, искровой, тлеющий) и пламя. В качестве источ-
ников излучения все большее применение находят плазмотроны —
устройства, в которых мощная дуга горит в замкнутом пространстве,
а образующаяся плазма газовой струей выносится из сопла на зна-
чительное расстояние. Проба вводится в горячую струю за электро-
дами и поэтому не влияет на параметры разряда.
При абсорбционном анализе исследуемая проба вносится не
в источник, а в световой поток между источником и спектральным
прибором, поэтому источник должен давать сплошное излучение,
достаточно равномерное и яркое. При анализе спектров поглощения
используются главным образом тепловые излучатели и газоразряд-
ные лампы высокого давления.
При анализе по спектрам комбинационного рассеяния источники
должны иметь высокую интенсивность излучения, малую ширину
возбуждающих линий, слабый сплошной фон (10-6—10”® от интен-
сивности возбуждающих линий); кроме того вблизи возбуждающих
линий не должно быть других мешающих линий основного элемента
или примесей. К источникам, удовлетворяющим этим требованиям,
относятся мощные ртутцые лампы низкого давления с охлаждаемыми
жидкими электродами (например, типа ДРС-250 и ДРС-600). Следует
51
...............................................................  I...................	|1 |||lll|ll|'|l
'	.........li'?'::"	1	Д j |Т
подчеркнуть большие Возможности мощных ИмпульснЬгХ лазеров
как' источников для возбуждения спектров комбинационного рас-
сеяния.
3.	ИСТОЧНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ в ВАКУУМНОЙ УФ
ОБЛАСТИ
В зависимости от задач измерений к источникам излучения для ва-
куумной УФ области (0,5—180 нм) предъявляются различные тре-
бования [3 J.
Источники, предназначенные для возбуждения и исследования
фотохимических реакций, должны создавать большой световой поток
в нужной спектральной области, в то время как распределение
энергии внутри выделяемого интервала длин волн несущественно.
Источники, предназначенные для наблюдения спектров погло-
щения, должны давать равномерный сплошной спектр в нужном i
спектральном интервале.
Источники, используемые для исследования распределения энер-
гии в спектре и для энергетической градуировки приборов, должны
иметь определенное спектральное распределение яркости и обеспе- .
чивать воспроизводимость параметров излучения.	|
При спектральных измерениях в вакуумной УФ области спектра |
используют водородные лампы, лампы со сплошным излучением J
инертных газов, ксеноновые и криптоновые резонансные лампы. 1
Источники, применяемые в УФ области, можно разделить на две
группы. К первой группе относятся безокойные источники, вакуум- 'i
ные или работающие на проточном газе, ко второй — лампы с окнами^ J
Вследствие ограниченного выбора материалов, прозрачных в ваку- J
умной ультрафиолетовой области спектра, и технологических труд- J
ностей присоединения окон к колбам ламп большее распространение s
получили источники безоконного типа. Источники с окнами находят
применение лишь в области длин волн более 0,12 мкм. В качестве !
материалов для окон используется особо прозрачный плавленый J
кварц, лейкосапфир, фтористый литий, флюорит и некоторые
Другие.
Водородные лампы излучают спектр, состоящий в вакуумной
УФ области из сплошного спектра (континуума) при длинах волн :
более 170 нм, многолинейчатого молекулярного спектра и резонанс- :
ных линий атомарного водорода с длинноволновой линией ।
121 нм.
Для исследования спектров поглощения используется излучение
разряда инертных газов — аргона, криптона и Ксенона, — возбуж-
даемых с помощью высокочастотного разряда. Для фотохимических ,f;
исследований применяются ксеноновые и криптоновые резонансные
лампы, содержащие в вакуумной УФ области Только одну или две ;
резонансных линии, излучаемых в дуговом 'или тлеющем разряде
при малой плотности тока или в безэлектродйоМ разряде при низкой !
давлении газа. Из резонансных источников можно указать лампы
типа КсР-1 и КсР-2 с ксеноновым наполнением и водяным охлажде-
нием [3, 81.	-
4.	ИСТОЧНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ И СРЕДНЕВОЛНОВОЙ
И ДЛИННОВОЛНОВОЙ ИК ОБЛАСТЯХ
Особенность источников средневолнового (1„5—20 мкм) и длинновол-
нового (20—1000 мкм) диапазонов заключается в малой интенсив-
ности их излучения.
В средней ИК области используются тепловые излучатели —
штифт Нерста и глобар.
Штифт Нерста представляет собой спрессованный у прокален-
ный при высокой температуре стержень из смеси порошков окиси
циркония и окиси иттрия. Обычно его изготовляют в виде полого
цилиндра длиной 2,5—3 см с платиновыми электродами на концах.
При температуре около 20 °C стержень имеет большое сопротивле-
ние, а проводимость достигает заметного значения только после его
предварительного нагревания до 700—800 °C. В дальнейшем высокая
рабочая температура ~1500—1700 °C поддерживается проходящим
по штифту электрическим током силой 0,5—1 А при напряжении
~ 100 В. Спектр излучения штифта Нерста простирается до 100 мкм,
однако наибольшая доля излучения приходится на ближнюю ИК
область, максимум излучения штифта (при Т = 1700 К) находится
при А =« 1,5 мкм. Спектральная характеристика штифта Нерста
зависит от способа и состава приготовления массы, температуры
и условий его работы. В области д > 10 мкм штифт Нерста излучает
менее интенсивно, чем глобар.
Глобар — это спрессованный из карбида кремния и подвергну-
тый обжигу сплошной стержень длиной 5—10 см с утолщенными
концами, обжимаемыми металлическими электродами. Питание осу-
ществляется током силой 7—9 А при напряжении 30—40 В, рабочая
температура 900—1100 °C. Как и штифт Нерста, глобар является
источником сплошного спектра в ИК области, но он более удобен,
так как не требует предварительного нагревания, механически более
прочен и долговечен. Следует отметить хорошую воспроизводимость
кривой яркости глобара, что дает возможность использовать его
в качестве стандарта.
Характеристики штифта Нерста и глобара приведены в табл. 8.
Интенсивность излучения тепловых источников, используемых
в длинноволновой области, весьма незначительна. Здесь также
используются главным образом штифт Нерста и глобар. К тепловым
источникам также относятся платиновые ленты, покрытые окисью
иттрия или тория, интенсивность излучения которых в области 20—
100 мкм может превышать интенсивность излучения глобара, а также
нихромовая лента с покрытием из платинового кварца. К недостат-
кам тепловых излучателей для дальней ПК области относятся бы-
строе усиление вредного коротковолнового излучения при повыше-
нии их температуры, а также ограниченный диапазон температуры
нагрева источников, работающих в атмосфере (до 1500—1700 К).
Из газоразрядных источников используются ксеноновые, аргоно-
вые и, главным образом, ртутные лампы высокого давления.1 Спек-
тральный диапазон ламп ограничивается областью прозрачности
53
Таблица 8
Источник света	Дли- на	Диа- метр	^раб, В	Сила тока, А	Мощ- ность, Вт	Т, К	^тах, мкм ,
	мм						
Штифт Нерста	15	1,5	100	0,5—0,9	50	1500—1700	1,4
Глобар	100	4—6	33—50	3—5	150—250	1200	1,9
стенок колбы ламп, изготовляемых обычно из плавленого кварца.
В качестве примера газоразрядных источников можно указать
ртутную лампу отечественного производства марки ПРК-4 (длинно-
волновая граница излучения —до 100 мкм).
5.	ИЗЛУЧЕНИЕ НЕКОТОРЫХ ЕСТЕСТВЕННЫХ
ИСТОЧНИКОВ
Естественные излучатели —Солнце, Луна, звезды, планеты, по-
верхность Земли, облака — являются объектами спектроскопиче-
ского исследования. Поэтому следует кратко рассмотреть параметры
и характеристики излучателей естественного происхождения.
Энергетическая светимость Солнца на среднем расстоянии от
Земли (примерно 150- 10е км) составляет ~1400 Вт/м2. Спектральное
распределение излучения достаточно близко распределению излу-
чения черного тела, имеющего температуру 6000 К. Около 50 %
солнечной энергии излучается в ИК области спектра, 40 % — в ви-
димой области и 10 % — в УФ и рентгеновской областях спектра.
До поверхности Земли доходит излучение Солнца в спектральном
интервале от 0,3 до 3 мкм, более длинно- и коротковолновое излуче-
ние поглощается атмосферой Земли.
Ниже приведено спектральное распределение излучения Солнца
за пределами атмосферы Земли:
Длина волны, мкм. . .	0,15	0,3	0,5	0,7	0,9	2,0 4,0	5,0
Спектральная энергети-
ческая светимость,
(Вт/м2)/мкм........7-10"2	3	2-Ю3 1,4-103 9-Ю2	102	9	4,2
При наблюдении с Земли через атмосферу излучение Солнца
может рассматриваться как излучение черного тела с темпера-
турой 5600 К-
Излучение Земли состоит из собственно теплового излучения
и отраженного солнечного излучения. Собственное излучение Земли
зависит от ее излучательных характеристик, которые неодинаковы
для различных наземных покрытий. Часто принимают, что почва
излучает как серое тело с коэффициентом излучения 0,35- Излучение
системы атмосфера — Земля (т. е. излучение в космическое прОт
54
странство) характеризуется энергетической светимостью 200 Вт/м2
(в области 5—20 мкм) с максимумом излучения в области 8—12 мкм.
Излучение Земли определяется отражением излучения от Солнца
и характеризуется альбедо 0,36—0,39 в видимой области спектра
и 0,3 — в ИК области.
Глава 5. СПЕКТРАЛЬНАЯ ЩЕЛЬ И СПОСОБЫ
ЕЕ ОСВЕЩЕНИЯ
1.	СПЕКТРАЛЬНАЯ ЩЕЛЬ
В призменных и дифракционных приборах спектральная щель
является одним из основных элементов, так как образующийся на
выходе приборов спектр представляет собой дискретную или непре-
рывную совокупность изображений щели. Поэтому аппаратная
функция а, а следовательно, разрешающая способность спектраль-
ных приборов (особенно с малой и средней дисперсией) в значитель-
ной мере определяется качеством изготовления щели.
К спектральной щели предъявляется ряд требований. Ее ширина
должна быть постоянной и выдерживаться с погрешностью не бо-
лее 10 %. Ножи щели должны лежать в одной плоскости, перпенди-
кулярной оптической оси прибора. Раскрытие щели должно быть
симметричным относительно начального положения.
В отечественных спектральных приборах преимущественно ис-
пользуется унифицированная щель УФ-2, образованная двумя но-
жами. Раскрытие щели осуществляется с помощью кулачкового ме-
ханизма, закрытие — с помощью пластинчатых пружин. Цена деле-
ния барабана, устанавливающего ширину щелей, 0,001 мм, диапазон
измерения ширины 0—4 мм. По техническим причинам не исполь-
зуются щели уже 0,01 мм.
В приборах некоторых типов используются специальные щели —
с искривленными ножами (для компенсации кривизны спектраль-
ных линий), широкие и большие щели (например, для астрономиче-
ских приборов, работающих при большом уменьшении), щели по-
стоянной ширины.
Выбор ширины входной щели — очень важный вопрос, так как
от ширины щели и условий ее освещения зависят как интенсивность
спектральной линии, так и реальная разрешающая способность
спектрального прибора. От ширины входной щели зависит также
форма контура спектральной линии.
В реальных условиях изображение щели искажается дифрак-
цией, аберрациями оптических элементов и дефектами их изготовле-
ния. Рассмотрим процесс формирования изображения щели, допу-
стив для простоты, что щель бесконечно узкая, освещается равно-
мерно, источник излучения — монохроматический, искажения, вно-
симые аберрациями и дефектами оптических элементов, пренебре-
J 2
2 A/D
Рис, 24. Распределение интенсивности
света при дифракции от одной щели
Рис, 25. Дифракционное изображение
щели .
жимо малы. В этом случае изображение щели будет уширено только ||
за счет дифракции света на отверстии, ограниченном наименьшей н
диафрагмой прибора (чаще всего наименьшая площадь сечения i
пучка определяется размерами диспергирующего элемента).	J
Вследствие дифракции распределение интенсивности в изобра- |
Жении щели будет описываться сложной функцией (рис. 24). Угловое и
расстояние между Двумя центральными минимумами 2X/D, где D — J
размер диафрагмы, ограничивающей ширину пучка. Щель конечной
угловой ширины можно  представить в виде ряда достаточно узких Я
щелей (рис. 25), причем каждая из этих щелей дает дифракционную |
картину, смещенную относительно соседней йа угол, равный угловой ,j||
ширине щели.	'	'	''! н
При освещении различных? участков некогерейтныМ светом осве- i: |
щенндсти, создаваемые в фокальной плоскости прибора отдельными i I
элементарными щелями, суммируются, поэтому при достаточно |
широкой щели будет карТинй, близкая к геометрическому изобра- а|
жению щели. 1	'	1	'	. '	j||!|
Различают геометрическую, спектральную, дифракционную н
нормальную ширину изображения щели. Если а — размер входной Н|
щели, то геометрическая ширина
«г = ay (f2//i),
где у — увеличение диспергирующего элемента спектрального при*
бора.
Таким образом, одна спектральная линия При работе с широкой :
щелью спектрального прибора занимает на фокальной Поверхности
участок, на котором при очень узкой щели должны были разместиться
линии с длинами волн от Xj до В этом случае нелчнна ДА —
= ?.,-.'-i представляет собой спектральную ширину щели.	d
Обозначив через Д/ расстояние между спектральными линиями, ]
с длинами волн и Х2, различающимися между собой на величину
ДА = А2 —- Ах, получим	1
Д/ = ПгДА,	(36)
где D/-- d(/dX — линейная дисперсия прибора. ,	4
1 ' 1 ; ' ' । ' 1 । '	,  ! |:
56	Й

Рис. 26. Энергетическое соотношение между ди-
фракционным и геометрическим изображениями
входной щели
- Если А/ = аг, то
А1_ дг
Ы,— Di - fiD(,
или в волновых числах
ao = 42-dz.
Формулы (36) и (37) характеризуют
зависимость спектральной ширины щели от ее геометрической ши-
рины и от параметра прибора. В призменных и дифракционных
приборах форма и ширина аппаратной функции определяется диф-
ракцией света на оправе объектива или диспергирующего элемента.
Поэтому параллельный пучок, соответствующий одной спектраль-
ной линии, расходится на малый угол 0 = KID^, где Оа — дей-
ствующее отверстие выходного объектива. В фокальной поверхно-
сти объектива линия будет иметь ширину
ад = 0^=№)^.
где ая—' дифракционная ширина линии, a fs — фокусное расстоя-
ние выходного объектива. Дифракционная ширина линии при этом
показывает расстояние между двумя линиями, разрешаемыми сб-
главно критерию Рэлея.
Нормальней называется такая ширина щели, при которой ди-
фракционная и геометрическая ширина линии равны между собой,
т. е. ая = От, или
ay = (X/D2) Д.	,
Имея в виду, что у = /а//х, получим выражение для нормальной
ширины щели
он = (X/Dg) Д.	(38)
I ,	1	1	1 [ I
Соотношение между геометрическим 2 и дифракционным 1 изоб-
ражениями входной щели при нормальной ее ширине показано на
рис. 26.
Необходимо подчеркнуть, что выбор ширины щели существенно
влияет на разрешающую способность спектрального прибора. При
От <|«д изменение ;ширины щели практически не сказывается на
разрешающей способности, определяемой главным образом дифрак-
цией на действующем отверстии объектива.
При аг ая спектральная ширина щели практически совпадает
с геометрической шириной и лишь незначительно превышает ее
вследствие дифракции; >
При о,. = ад, т. е. при нормальной ширине щели, происходит
некоторая потеря разрешающей способности (примерно на 25 %)
по сравнению со случаем бесконечно узкой щели (ар < ая). Однако
/	Z .x/DL	1 Z 3 X/ffZ
aj	*9
Рис. 27. Аппаратная функция спектрального прибора при различной ширине щели
для некогерентного и когерентного освещения
в практике спектроскопических измерений вариант с нормальной
шириной щели получил широкое распространение:.
На рис. 27 представлен ряд аппаратных функций спектрального
прибора для щелей, ширина которых составляет 0; 1,0; 2,0; 3,0
и 4,0 ширины нормальной щели для некогерентного (рис. 27, а)
и когерентного (рис. 27, б) освещения щели. По оси абсцисс отложено
расстояние х от центра линии, причем за единицу принята вели-
чина 6Z [3]. При некогерентном освещении распределение интенсив- j
ности по контуру плавное, форма контура принижается к кривой jh
Гаусса. При когерентном освещении в некоторой области длин волн ' н
может наблюдаться провал освещенности в центре линии. На рцс. 2.3 Ji ll
приведены графики распределения интенсивности спектральной !"!
линии при различной ширине щелей [91.	. JI
Если щель такова, что ее геометрическое изображение много уже ’"J;
аппаратной функции, то при изменении щели входящий в прибор ;;ii
поток будет меняться пропорционально ширине щели, а ширина
изображения щели, т. е. ширина изображения спектральной линии,
будет оставаться практически постоянной. Поэтому освещенность
58
возрастает пропорционально ширине
щели.
При достижении нормальной ширины
рост освещенности в центре монохро-
матической линии резко замедляется,
после, чего освещенность асимптотически
приближается к значению, соответствую-
щему бесконечно широкой щели.
Для широких щедей входящий в при-
бор световой поток и площадь изобра-
Рис,.38. Распределение интенсивности спектральной
линии при различной ширине щели ,:
:'1
Ы
Н
[.I
жения щели, по кбторой он распределяется, растуф одинаково
быстро, и поэтому освещенность спектральной линии почти не
меняется [10].
2.	БЕЗЛИНЗОВОЕ ОСВЕЩЕНИЕ ЩЕЛИ
Поверхностный источник. Поверхностным считается источник, раз-
меры которого в направлении оси спектрального прибора пренебре-
жимо малы по сравнению с размерами светящейся поверхности.
Наиболее простой способ освещения щели — безлинзовый, т. е.
без применения специальной осветительной системы. В этом случае
свет от каждой точки источника освещает все точки щели, т. е. щель
освещается равномерно. Вместе с тем на каждую точку щели падает
свет от всех точек источника и не удается выделить свечение какого-
либо определенного участка его поверхности.
Рассмотрим освещение щели при различном ее удалении от
источника. При этом ввиду малости ширины щели по сравнению
с ее высотой рассмотрение следует вести отдельно в горизонтальном
и вертикальном сечениях (рис. 29). В горизонтальном сечении
(рис. 29, а) условием заполнения световым пучком всего объектива
будет
qlli =
откуда
/1 Я (fM,	(39)
где DK —диаметр объектива коллиматора.
Если расстояние от источника до щели I < то часть света будет
попадать на стенки спектрального аппарата и создавать вредный
рассеянный свет. При I > возникают потери вследствие неполного
заполнения светового диаметра объектива коллиматора.
В вертикальном сечении (рис. 29, б) необходимо учитывать вы-
соту щели h. При I 1Х часть лучей, идущих от края источника, не
попадает в объектив и не будет участвовать в построении изобра-
жения. В результате этого концы спектральных линий будут иметь
меньшую интенсивность, чем их центральная часть (при равно-
мерном освещении щели), т. е. будет иметь место виньетирование.
Рис. 29. Безлинзовое освещение щели поверхностным источником в горизонталь-
ном и вертикальном сечениях;
/ — источник света в положении, обеспечивающем заполнение объектива без виньетиро-
вания; Г —источник светй в положении, при котором в вертикальном сечении происходит
виньетирование пучка; 2 — щель; 3 — объектив коллиматора
Условие устранения виньетирования имеет вид
it г // -Ь A	|''1
О^Л-
Если условия (39) и (40) не выполняются, то обычно используют
линзу или систему линз, создающий действительное изображение
источника на щели.
Объемный источник. В источниках, размеры которых вдоль
оси спектрального прибора соизмеримы с размерами светящейся
поверхности, необходимо учитывать объемный характер их сречеиия.
Объемные источники подразделяют на самопоглощающие и ие-
самопоглощающие. В первом случае свет, идущий от дальних зон
источника, поглощдется в слоях, расположенных между ртими
зонами и выходным окном источника. В самопоглощающем источнике
энергия от дальних зон уменьшается по экспоненциальному закону
в зависимости от толщины слоя, вследствие чего при больших тол-
щинах вклад дальних зон в интегральный поток весьма мал. При
большом коэффициенте поглощения эффективно излучают только
наружные слои, и источник по существу будет работать как поверх-
ностней.
Световой поток от самопоглощающего источника (рис. 30) тол-
щиной b с коэффициентом поглощения а определяется в виде
ь
Ф = [ фое-ах(1/,
где Фо — световой поток, исходящий от некоторой зоны dx, распо-
ложенной на расстоянии х от ближней к щели поверхности источ-
ника. При Фо = const	. ;	:
ф Ф<1(1 ^е-а!>),
ОС	,	| I	, I .
поэтому можно считать, что при b >	световой поток прак-
тически не зависит от толщины источника.
Световой поток от несамопоглощающего источника Толщиной
Поскольку большинство 1 источников, применяемых
на практике, приближенно можно считать непоглощающими, то
при расчете полагают, что каждый элементарный слой источника
вносит независимый вклад в интегральный световой поток. Поэтому
освещение можно принять оптимальным, если для всех слоев источ-
ника выполняется условие (39). В тех случаях, когда (IJq) < (fi/DK,j
следует использовать осветительную систему [31.
Рис. 30. Б езл низовые освещения щели
объемным источником
Рис. 3L Освещение щели с помощью
олнолинзового конденсора.
60
3.	ОСВЕЩЕНИЕ ЩЕЛИ С ПОМОЩЬЮ КОНДЕНСОРОВ
Конденсор представляет собой лицзу (или систему линз), служащую
для освещения щели. Задача конденсора — увеличить угловые
размеры источника, освещающего щель.
Одиолинзовый конденсор представляет собой не исправленную
на аберрации или ахроматическую линзу. Параметры однолинзового
конденсора определяются расстоянием между щелью спектрального
прибора и источником света, а также выбранным коэффициентом
увеличения 0.
Пусть источник 1 находится на расстоянии L от щели 3 и необ-
ходимо спроецировать его на щель с увеличением в 0 раз (рис. 31).
Фокусное расстояние кбнденсорной линзы fR находят из системы
уравнений
1/4 + 1//2 = 1//в;
IJli = 0; 11 + h = L,
где /1 и /2 — расстояния от источника до конденсора 2 и от конден-
сора до щели.	J;
Диаметр конденсора определяют из условия заполнения объек-
тива
(£>к//2)	(D/Л),
где Di й — диаметр и фокусное расстояние объектива 4 колли-
матора. Если источник проецируется на щель в натуральную ве-
личину (4 = /8 = £/2, 0 = 1), то /к = £/4 и DK/fK	Таким
образом, относительное отверстие конденсора должно быть по край-
ней мере в 2 раза больше относительного отверстия объектива кол-
лиматора, а его фокус должен составлять четверть расстояния от
источника до щели.
В качестве конденсора часто применяется простая кварцевая
линза в ультрафиолетовой области или простой ахромат — в види-
мой области. В ультрафиолетовой области, где не всегда можно
применить линзовые ахроматы, часто используется зеркальный кон-
денсор (рис. 32). Преимущество зеркального конденсора — полное
отсутствие хроматической аберрации. Расчет расстояний /х и /а,
фокусного расстояния и диаметра зеркала аналогичен расчету соот-
ветствующих параметров линзового конденсора.
Хороший результат дает сочетание зеркального и линзорого
конденсоров, что позволяет почти вдвое увеличить количество света,
Рис. 32. Освещение щели с помощью зер-
кального конденсора:
1 ~~ зеркало; 2 — источник излучения; 3 —
щель; 3 — объектив коллиматора
Рис, 33. Освещение щели с помощью
зеркального и линзового конденсоров:
/ — зеркало; 2- — источник излучения; ,
3 линзовый конденсор; 4 — изображе-
ние источника в плоскости входной ПШОД
а
ГС
Рис. 34. Освещение щели при помо-
щи растрового конденсора
Рис. 35. Освещение щели при помощи трех-
линзового конденсора
поступающего в прибор. Для этого (рис. 33) источник света разме-
щают в центре кривизны зеркала.	!||
Однолинзовый конденсор обладает тем недостатком, что при его
использовании разные участки щели освещаются светом от различ-
ных частей источника, и распределение освещенности по высоте й
спектральной линии не отражает распределение яркости источника а
света вдоль направления, вырезаемого щелью. Поскольку на прак- ij
тике равномерно светящихся источников не бывает, то для ряда il
фотометрических методов однолинзовый конденсор неприемлем. il
Растровый конденсор. Для компенсации перемещения изображения
источника при изменении его положения используются растровые j||
конденсоры.	‘ I
Простой растровый конденсор (рис. 34) представляет собой М
плосковыпуклую линзу 1, на плоской стороне которой разме- Л
щен растр — совокупность небольших тесно расположенных лииз 2 и
с одинаковым фокусным расстоянием. Благодаря этому получается in
множество уменьшенных изображений источника. Эти изображения Я
обычным конденсором 3, расположенным перед щелью 4 спектраль- я
ного прибора, проецируются на коллиматорный объектив 5. Если i|i|
смещения источника при его перемещении сравнимы с размерами са- ;Я|
мого источника, то эти смещения практически не сказываются на ||
освещении прибора. Следует отметить, что при использовании рас- Jill
тровых конденсоров происходит потеря светосилы.	/8||
Трехлинзовый конденсор; Достаточно однородное освещение щели -Я
по высоте обеспечивает трехлинзовый конденсор (рис. 35), Первая
лииза 1 фокусирует источник света в главную плоскость линзы
где образуется увеличенное изображение источника. Сменная диаф-
рагма 2, устанановленная вблизи линзы 3, позволяет вырезать из . у
излучения источника определенный участок. Линза 3 проецирует J ag
линзу 1 в плоскость линзы 4, расположенной вблизи щели 5. Линза 3 i|||
проецирует увеличенное изображение диафрагмы в главную пЛо-^ДЯ
скость объектива коллиматора 6.	JJ|a|
Для равномерной освещенности щели при полном использовании li e
светосилы прибора необходимо выполнить три условия [9]: во-пер- H.'lffll
вых, линза 1 должна быть освещена равномерно, для чего расстояние л!
от этой линзы до источника выбирается достаточно большим, во-
вторых, диаметр изображения линзы 1 должен быть больше высоты Й
обеспечивает трехлинзовый конденсор (рис. 35). Первая
жусирует источник света в главную рлоскость линзы '
щели и, в-третьих, минимальный размер изображения диафрагмы, i
даваемого линзой 4, должен быть не меньше диаметра объектива
коллиматора.	s
62
I

iimiiiimiiiiiriiiii
4.	СПОСОБЫ РАВНОМЕРНОГО ОСВЕЩЕНИЯ ЩЕЛИ
И УСТРАНЕНИЕ ВИНЬЕТИРОВАНИЯ
Равномерное освещение щели можно получить как при безлинвовом
освещении щели, так и с помощью конденсоров. Выше упоминалось,
что трехлинзовый конденсор обеспечивает достаточно хорошую рав-
номерность в изображении спектра. Кроме того, используется осве-
щение щели диффузно отраженным светом (рис. 36), что достигается
установкой под углом 30—40° к оптической оси коллиматора диф-
фузного отражателя (листка матовой чертежной бумаги, пластинки
неглазурованного фарфора, пластинки, покрытой слоем окиси
магния). Если необходимо использовать свет от определенного
участка источника, применяют схему (рис. 37) с дополнительными
линзой и диафрагмой. Последняя предназначена для выделения
нужного участка из изображения источника, образованного в пло-
скости диафрагмы 3 линзой 2. Внесение в осветительную систему
диффузных отражателей приводит к большим световым потерям.
Вместо отражающих экранов иногда применяют рассеиватели
в виде шлифованных стеклянных или кварцевых пластинок (рис. 38).
Равномерное освещение щели является необходимым, но не до-
статочным условием равномерной по высоте освещенности спектраль-
ных линий. Причиной этого является виньетирование, т. е. ограни-
чение наклонных пучков диафрагмами в приборе. Следствием винь-
етирования является уменьшение освещенности концов спектраль-
ных линий по сравнению с их центральной частью даже в случае
равномерной освещенности щели.
Наклонные пучин, идущие от краев щели 1 (рис. 39, а), могут
быть частично ограничены оправой. объектива коллиматора 2 или
оправой диспергирующего эле-
мента 3 (действующий участок
объектива для наклонных пуч-
ков заштрихован). В рассмот-
ренном случае виньетирование
щели устраняется с помощью
Рис. 37. Равномерное освещение
щели светом» излучаемым опре-
деленным участком источника:
1 — источник света; 2 — кондеи*
сорная линза; 3 — диафрагма: 4 —
диффузный отражатель; 5 — щель;
6 — объектив коллиматора
1
Рис. 36. Равномерное освеще-
ние щели с помощью рассеива-
ющего экрана:
/ — источник света; 2 — диффуз-
ный отражатель; 3 — щель; 4 —
объектив коллиматора
диафрагмы 2 (рис. 39,6); размер диафрагмы выбирают из ус-
ловия, чтобы все наклонные пучки проходили через диспергирую-
щий элемент. В этом случае действующий участок объектива колли-
матора 3 одинаков для лучей, идущих от всех точек входной щели 1.
При освещении щели конденсором изображение источника /
(рис. 39, в) может не совпадать с плоскостью ц^ёли й/ й при малых
размерах изображения освещенность в фокальной плоскости объек- ?
тива будет неравномерной даже при равномерной освещенности щели
по высоте. Виньетирование источника устраняется применением
антивиньетирующей линзы 2 (рис. 39, г), отображающей увеличен-
ное изображение источника 1 на объективе коллиматора 4.
5.	ОСОБЕННОСТИ ОСВЕТИТЕЛЬНЫХ СИСТЕМ
СПЕКТРОФОТОМЕТРОВ
Большинство осветительных систем спектрофотометров достррщЙ|!?
по схеме, содержащей две ветви, в одну из которых устанавливается
кювета с исследуемы.'.! образцом, в другую -— с эталоном. С помощью
зеркального модулятора излучение попеременно направляется в оп-
тическую систему через кюветы с исследуемым и эталонным образ- I
Рис. 42. Осветительная система спект*
рофотометра, направляющая излуче-
ние от соседних участков поверхности
источника:
1 — источник света; 5, 3 — кюветы; 4 —-
компенсационный клин; 5 — модулятор;
6 — щель
потоки; 2) ослабление световых
цами. При этом должны вы-
полняться следующие условия
[14]: 1) в каждую из ветвей
осветительной системы должны
поступать одинаковые световые
потоков при прохождении обеих ветвей должно быть строго одина-
ковым; 3) кюветы должны быть установлены в световые пучки
с одинаковой геометрической структурой.
Различие в ослаблениях световых потоков в ветвях может быть
устранено установкой в одной из ветвей комценсационного клина
или, как это показано на рис. 40, поочередным направлением через
обе кюветы 2 и 3 одного и того же пучка света от источника 1 с по-
мощью двух модуляторов 4 и 5.
Для источников с равномерным распределением яркости по их
поверхности излучение от противоположных сторон источника 1
направляется через кюветы 3 и 5 на зеркальный модулятор 4, кото-
рый попеременно посылает свет по одному из направлений (рис. 41).
Для компенсации возможного неравенства ослаблений световых
потоков в одну из ветвей введен клин 2. В некоторых схемах излу-
чение от соседних участков поверхности источника направляется
по обоим каналам (рис. 42).
Наряду с двухлучевыми осветителям^ в спектрофотометрах
применяются и однолучевые устройства. При исследовании спектров
испускания в однолучевых нерегистрирующих спектрофотометрах
используется метод отсчета по точкам. Для его реализации необхо-
димо сравнивать интенсивность излучения исследуемого источника
с интенсивностью эталонного источника. Для исключения взаимной
перестановки источников, а следовательно, и ошибок, связанных
с изменением их центровки, применяется схема, показанная на
рис. 43. Здесь излучение источников 1 и 6 попеременно направляется
на щель спектрофотометра с помощью зеркала 3, которое может
занимать два положения. При таком способе ориентации сравнивае-
мых потоков в монохроматор будут также исключены ошибки изме-
рений, связанные с отражением от зеркала.
В спектрофотометрах для анализа спектров комбинационного
рассеяния, характеризующихся малой интенсивностью рассеянного
света, важно максимально использовать энергию исследуемого излу-
Рис. 43. Осветительная система
одиолучеиого спектрофотометра:
Л 6 — источники света; 2, $ —конден-
соры; 3 — зеркало; 4 — щель
3 Скоков И. В.
65
Рис. 44. Освещение кюветы в спектрофотометрах при анализе спектров комбина-
ционного рассеяния
чения. Для этой цели необходимо, чтобы конденсор 2 (рис. 44, а)
проецировал переднюю стенку кюветы / в плоскость входного
зрачка 4 (оправа коллиматорного объектива), а заднюю —в пло-
скость щели 3. При такой установке свет от стенок кюветы не попа-
дает в монохроматор.
Основные геометрические размеры осветительной системы выби-
рают с помощью приведенных ниже формул:
'К /об ^£>06 - d2h ’
£) = _Zs_ Гfi 4- d2) । Роб (/t + rfi) .
15 /об L dz	(h J ’	!
с ^2	r A 4“
х==/н^^_., y =
где h —высота щели; и d2 — диаметры соответственно задней и
передней стенок кюветы; I—длина рабочей части кюветы; fK и
DK —фокусное расстояние и диаметр конденсора; и Do6 —фо-
кусное расстояние и диаметр объектива коллиматора; п —показа-
тель преломления вещества в кювете; х — расстояние от передней
стенки кюветы до конденсора; у — расстояние от конденсорной линзы
до щели.	?|!
Для освещения кюветы часто используют специальные освети-
тели, представляющие собой цилиндры с хорошо отполированными
стенками (рис. 44, б). Сечение цилиндра имеет форму эллипса.
В одном из фокусов эллипса помещают источник возбуждения /4
(например, ртутную лампу), а в другом (соосно лампе) —кювету 2.
Так как оба фокуса эллипса являются оптически сопряженными,
все лучи, выходящие из источника и лежащие в плоскости сечения,
после отражения от стенок цилиндра пройдут через кювету 2.	3
Рассмотрим особенности осветительных систем, используемых
в одноканальных спектрофотометрах, предназначенных для атомно- з
абсорбционного анализа.
Во-первых, кювета (ячейка) с поглощающим веществом при атомж
ных абсорбционных измерениях является интенсивным излучате* !
лем, так как в спектре излучения поглощающего вещества за счет* !
Рис. 45. Осветительные системы однолучевых спектрофотометров для атомно-аб-
сорбционного анализа:
а — двухлинзовая система с промежуточным изображением источника в поглощающей
ячейке; б — одиолинзовая система с фокусировкой источника на щель ив ячейкой, уста-
новленной вблизи конденсора; в — двухлинзовая система с установкой поглощающей
ячейки в параллельном пучке; 1 — источник света; 2, 4 — конденсорные линзы; 3 —
поглощающая ячейка; 5 — входная щель; 6 — объектив коллиматора
частичного возбуждения атомов могут наблюдаться линейчатые атом-
ные и молекулярные спектры.
Во-вторых, размер ячейки часто бывает весьма малым, поэтому
соответствующим образом должны быть согласованы размеры све-
тового пучка, проходящего через поглощающую ячейку.
Осветительные системы атомно-абсорбционных спектрофотоме-
тров приведены на рис. 45. В устройстве на рис. 45, а совмещенное
изображение источника 1 и поглощающей ячейки 3 фокусируется
на щель спектрального прибора. В приборе на рис. 45, б ячейка
находится на некотором расстоянии от щели и освещается сходя-
щимся пучком света. Освещение ячейки параллельным пучком света
показано на рис. 45, в.
Из трех схем, представленных на рис. 45, наиболее светосильной
является схема с промежуточной фокусировкой источника [26].
Условием максимальной светосилы является равенство угловых
апертур пучка, падающего на щель, и пучка, заполняющего объек-
тив коллиматора. Проведем расчет параматров такой системы.
Обозначим: d± —диаметр источника излучения, d2, I —диаметр
и длина поглощающей ячейки, £)2> ^4 и —диаметры линз 2, 4 •
и объектива коллиматора 6, /2, /4 и /б — фокусные расстояния линз 2,
4 и объектива коллиматора 6, di —диаметр изображения источника
на щели.
Световой поток Ф, который может проходить через поглоща-
ющую ячейку (рис. 45, а) с площадью сечения пучка S и угловой
апертурой и, выражается в виде
Ф — nL sin и2.	(41)
С учетом выражения (41) получим для светового потока, проходя-
щего через кювету 5,
з*
67
I'P'I'ini !П1,|1||11|1|П1!11'1Г1|||||1|1Г1Г11,11|1Ш|1Г11 II Il'iriHI'iril I| Il II r'l'TII H ilTTTT'rinrirrTTiril'iniTT’I'II’ini'IiniininriniTMniinil'IHriin’n'n'nin’II'll'llll'IIIH'IHl’n'I'TIHIIimWIIIIIHIH'Hninwnilllll'IIHininm^
1 I 1	!T!: !  Г: '"I H i-'i'i !i:! i ! 1 I I :	: I 1 1 , ' : ; ;. ; ' 11^11 i';"| |h|'I L r['i'''I'[ Г ' T.| l||i I! i'I''I'i li I'I  J ! MUlpHi i! |! К i|ihr!l II |И| ||'! H li  !:T !'! ! I:'N'I >1 !" i'! 1	jl|!
i	' ’	'	1 ; i ' ’	 ,	'' ' ; I ।| > j  ' i I' ' '	1 'J'i i ' I ; lip Hl

в
один
Рис. 46. Схемы оптического сопряжения излучений различных источников
световой поток:
/ — полупрозрачное зеркало; 2 — вогнутая дифракционная решетка; 3 --- синхронный де
тектор
Поток Ф2, проходящий через линзу 2, должен быть не меньше,
чем поток Фэ, т. е.
гай
л/ L —i
4	4|2
\ 4
Т“/7^ •
Следовательно,
2d?/,
Из геометрических соотношений получим
I _________________ h (ds + dj),	.
Zl------dT~~'	= “
Для того чтобы потоки, выходящие
щель спектрального прибора, были бы
ходимо выполнить условие
/ nd?	nd?
I g. I jtZj
11 JI
’	 Я
из кюветы и падающие на id
равны между собой, необ-:Д
Л/)?
Q	! ।
Из этого условия следует, что диаметр изображения источника!!!
на щели
Я
~DJ~‘
Из геометрических соотношений имеем
d{
I i
liiiili
Диаметр линзы 4
6
4
При атомно-абсорбционном анализе часто возникает задана
исследования нескольких резонансных линий. Одним из путей ее
реализации является оптическое сопряжение излучений различных
источников в одни световой поток. На рис. 46 показаны некоторые
способы оптического сопряжения.
В схемах на рис. 46, а, б имеют место значительные потери света
за счет отражений на линзах и окнах ламп, диафрагмирования
(рис. 46, а) и прохождения некоторой части светового потока через
полупрозрачное зеркало в направлении, перпендикулярном опти-
ческой осн (рис. 46, б).
В схеме на рис. 46, в источники излучения размещаются в фо-
кальной плоскости спектрального прибора в тех ее участках, где
изображаются выделенные резонансные линии в спектре (принцип
«обращенного спектрографа»).
В схеме на рис. 46, г на оптическую ось прибора с помощью
колеблющегося зеркала попеременно выводятся излучения неза-
висимых источников. Схема отличается компактностью, простотой
и малыми световыми потерями, однако в ней значительно сокращена
продолжительность эффективного измерения излучений от каждого
из источников.
Глава 6. ТИПОВЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ ОПТИЧЕСКИХ
СИСТЕМ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
1. ОСОБЕННОСТИ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ
СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
Качество изображения спектральных линий определяется в основном
свойствами оптической системы и диспергирующего элемента.
Основное назначение оптической системы — обеспечить доста-
точное для работы спектрального прибора количество энергии излу-
чения от источника и сфокусировать разложенное излучение на
выходной диафрагме прибора или приемнике.
Ввиду целого ряда принципиальных отличий спектральных '
приборов с селективной модуляцией от классических щелевых
призменных н дифракционных приборов требования, предъявляемые
к оптическим элементам и системам этих устройств, существенно
различны. Поэтому целесообразно особенности оптических систем
приборов этих типов рассмотреть раздельно.
Призменные и дифракционные приборы. В щелевых призменных
и дифракционных спектральных приборах благодаря наличию дис-
пергирующего элемента (призмы или решетки) оптическая система
в целом не является: центрированной. Диспергированное моно-
хроматические пучки образуют с осью камерного объектива различ-
ные углы, и положение :каждого изображения щели на фокальной
поверхности определяется:длиной волны излучения. Входной зрачок
коллиматорного объектива и выходной зрачок камерного объектива ;
совпадают с оправой (как правило, прямоугольной формы) диспер- ’
тирующего элемента, играющей роль апертурной диафрагмы. Кроме
этого линейные увеличения оптической системы спектрального
прибора в направлении дисперсии и направлении высоты щели,
в общем случае могут быть различными. Указанные выше особен- |
ности оптических систем обусловливают определенную специфику i
расчета и выбора объективов спектральных приборов [10].	'
Можно сформулировать некоторые общие требования к оптиче- ni
ским системам таких приборов, основными из которых являются |
следующие:	ч:||
изображение, создаваемое оптической системой, должно иметь И
минимальные аберрации, т. е. обеспечивать высокую разрешающую
способность по крайней мере не меньшую, чем разрешающая способ- ')
ность диспергирующего элемента;	I;
материал преломляющих оптических элементов должен про-
пускать излучение света в исследуемой области спектра с минималь- !!
ными потерями;
оптическая система должна обеспечивать наибольшую светосилу, 3
позволяющую полностью реализовать разрешающую способность 3
спектрального прибора.
Выполнение указанных выше требований достигается правиль-
ным выбором оптической схемы прибора и соответствующей коррек-
цией объективов для получения минимального значения аберраций. 3||
Интерференционные приборы. Особенность оптических систем ||
интерференционных приборов заключается в том, что оптические ||
элементы, осуществляющие разделение и соединение ннтерфериру-; i||
ющих пучков (светоделители, модуляторы и др.), должны быть
изготовлены весьма тщательно (местные ошибки поверхностей не'<|
должны превышать 0,05—0,11). Аберрационные требования, предъ-
являемые к оптическим элементам, расположенным вне интерферен-!4'||
ционного узла, в том числе зеркальным или линзовым объективом,Зи
менее жестки по сравнению с соответствующими требованиями “
к объективам щелевых приборов.
1 в том, что оптические я
соединение ннтерфериру- л я|
должны превышать 0,05—0,11). Аберрационные требования, предъ-:1
2. ОБЪЕКТИВЫ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ
Влияние аберраций объективов иа качество изображения спектра.
Аберрации объективов определяются их конструктивными пара-’;1
метрами и зависят от координат пересечения лучей с плоскостью
входного зрачка и от координат точки идеального изображения.
Влияние аберраций сводится к тому, что если в спектральном
приборе с идеальной оптической системой изображение каждой
точки входной щели есть точка, то при наличии аберраций точкй;1
изображается в виде кружка рассеяния.
Малые аберрации объективов почти не оказывают влияния наШЙ
качество изображения точки, поэтому распределение освещенности
в изображении щели целиком определяется дифракцией. При боль-
ших аберрациях объектива происходят уширение изображения щел®;“!'
и наложение дифракционных изображений каждой ее точки, что
приводит к некоторому сглаживанию неравномерности распределе-
ния энергии на малых участках плоскости изображения.
Аберрации объективов, искажающие спектр* На характер и зна-
чение искажения спектра, а для щелевых приборов — и на искаже-
ние изображения щели, оказывают влияние как монохроматические
(сферическая аберрация, кома, астигматизм, кривизна поля, дис-
торсия), так и хроматические аберрации (хроматизм положения,
хроматизм увеличения, хроматическая разность сферических абер-
раций). Для зеркальных объективов, не имеющих оси симметрии,
характерны также аберрации децентрировки (кома и астигматизм
второго порядка, наклон плоскости изображения, искривление
изображения).
Сферическая аберрация проявляется в том, что лучи, падающие
на объектив на разном расстоянии от его оси, после преломления
пересекают эту ось в разных точках. Поэтому в плоскости изобра-
жения вместо точек получаются их размытые изображения —
кружки рассеяния. Радиус кружка рассеяния определяет попереч-
ную сферическую аберрацию, а расстояние по оси между реальным
изображением и изображением в идеальной системе — продольную
сферическую аберрацию.
Кома — аберрация, приводящая к нарушению осевой симметрии
наклонных пучков. Она проявляется в размытии изображения
в направлении дисперсии.
Астигматизм выражается в том, что лучи одного и того же пучка,
идущие по отношению друг к другу во взаимно перпендикулярных
плоскостях, после преломления в оптической системе сходятся
в разных точках пространства. При этом каждая точка изображается
в виде двух взаимно перпендикулярных отрезков.
Следствием астигматизма является кривизна поля, проявля-
ющаяся в том, что резкие изображения вертикальной щели могут
быть получены не на плоскости, а на искривленной поверхности
с вершиной в плоскости идеального изображения.
Дисторсия приводит к тому, что масштаб изображения в разных
точках поля неодинаков. На резкость изображения спектральных
линий дисторсия не оказывает влияния, так как при наличии только .
Дисторсии кажды i параллельный пучок собирается в точку. В спек-
тральных приборах дисторсия может лишь привести к некоторому
изменению линейной дисперсии по полю.
Хроматические аберрации проявляются только в линзовых сис-
темах и заключаются в том, что изображения щели для различных
длин волн не совпадают на оптической оси и имеют неодинаковые
размеры.
Требования к исправлению аберраций. Коррекция объективов
проводится с учетом типа спектрального прибора, его назначения
и условий работы. В спектрографах в первую очередь исправляются
аберрации в направлении дисперсии, так как именно они и опре-
деляют разрешающую способность прибора. При этом необходимо
иметь в виду особенности работы объективов коллиматора и камеры.
Коллиматорный объектив предназначен для формирования оараЛ1М
лельного пучка лучей, падающего на диспергирующий элемент,-I
и через него проходит неразложениое излучение от узкой светя*®!
щейся щели, расположенной на оси системы. Камерный объектив I
служит для фокусирования на фотопластинку широкого пучка Ш
разложенного света.	?|||
Коллиматорный объектив должен быть исправлен на сферическую 1
и хроматическую аберрацию, в противном случае не удается запол-1|
нить диспергирующий элемент параллельным пучком. Камерный У|
объектив должен быть исправлен также на аберрации, зависящие ' |
от координаты вдоль направления дисперсии. Исправление астигма- И
тизма обязательно в том случае, когда необходимо правильно пере- н||
дать распределение освещенности вдоль высоты щели.	j|
Наличие хроматизма положения коллиматорного и камерного :
объективов приводит к тому (при отсутствии других видов аберра-1
ции), что резкие монохроматические изображения входной щели 1I
получаются на различном расстоянии от фокальной поверхности 'll
камерного объектива.	;=||
Дисторсию объективов спектрографов исправлять необязательно; 11
так как она приводит лишь к некоторому изменению высоты изобра* 1|
жения щели по сравнению с рассчитанной по формуле для увеличения 1
прибора.	Ill
В монохроматорах приемник регистрирует весь поток излучения, 11
проходящий через выходную щель прибора, поэтому существенны 51
только составляющие аберрации в направлении дисперсии. Необ-1|
ходимо исправлять в первую очередь сферическую аберрацию, таК'|||| I
как она одинакова по всей высоте щели. Кома и кривизна поверх* 3
иости имеют меньшее значение, так как они проявляются лишь '-'1
в изображении точек щели, удаленных от оптической оси. Астигма-;;3|
тизм практически не снижает разрешающей способности, а вы*.и||
зывает только небольшое удлинение изображения щели. ХроматизмЯ]
положения линзовых объективов подлежит обязательному исправлсйннШЦ
нию, так как в противном случае будет иметь место дефюкусировка|||
при изображении входной щели для разных длин волн на неподвиж*Я|
ной выходной щели.	Я
Изложенные выше требования к исправлению аберраций каса^1М|
лись объективов щелевых призменных и дифракционных приборов1|||
В спектральных приборах с селективной интерференционной моду- "Н
ляцией допускаются поперечные аберрации, в несколько раз меньший и!
оптимального размера 2г0 входной диафрагмы 110]. Это обусловлена! Щ
тем, что уменьшение разрешающей способности прибора происходй|||п
за счет различия в углах падения на интерферометр лучей, выходя!|| I
щих из разных точек входной диафрагмы, а аберрации выходного 1»
объектива приводят к тем же последствиям. Если /?г —теоретиче-11|
ская разрешающая способность, то аберрационное уширение изобра11в||||)
жения о., должно удовлетворять условию
'	 /а. ': 
72

lllllllllMllllllllllllllilllllllllllllillJIllllllllllMUnHlIlllllllilliinilllllllllllillM	iniilllrlHnillllllll'lblllllillnlllllllllllllllMllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllllilllllllllllMilllllllllllllllllllillM
В основном при выборе объективов для приборов этого класса
достаточно провести оценку сферической аберрации и хроматизма
положения для точки на оси.	*
Типы объективов. В видимой и ультрафиолетовой областях
спектра используется главным образом линзовая оптика, хотя
налицо и определенная тенденция к применению зеркальных систем.
К достоинствам линзовых объективов следует отнести возможность
аберрационной коррекции и компактность. Область применения
линзовых объективов ограничивается прозрачностью оптических
материалов. Зеркальная оптика проще в изготовлении, ахроматична,
дает возможность получить хорошее качество изображения спек-
тральных линий при плоской фокальной поверхности и может быть
использована в широкой спектральной области. При больших отно-
сительных отверстиях зеркальный объектив имеет меньшие световые
потери, чем сложный объектив.
Поскольку исправление хроматизма у объективов спектрографов
не всегда обязательно, то в ряде спектральных приборов исполь-
зуются нехроматизированные объективы. Простейшим типом
объектива является одиночная линза (рис. 47, а). При заданном
показателе преломления материалов линзы п и фокусном рассто-
янии Д только одно из значений радиусов кривизны линзы может
быть выбрано произвольно, вследствие чего возможности аберра-
ционной коррекции линзы весьма ограничены. Если апертурная
диафрагма объектива — квадрат со стороной В, то в плоскости наи-
меньшего кружка рассеяния аберрационное уширение щели ал,
вычисленное по законам геометрической оптики, будет [10]
,	0,08В3 п (4п — 1)
аа =	4 (п 4-2) (n—I)1 ’
где п — показатель преломления. Последнее выражение справед-
ливо при выполнении условия
г	2/1(Д-1)(» + 2)
1 п (2п — 1)	’
где гг — радиус кривизны первой поверхности. При известном уда-
лении х входного зрачка от первой поверхности линзы, опреде-
ляемом выражением
_	, 2(n — l)s
х~ 'l п(4п — 1) ’
можно исправить кому, при этом астигматизм и кривизна поля
остаются неисправленными. Простая линза, как правило, исполь-
Рис. 47. Линзовые объективы
В)
Рис. 48. Вогнутое сферическое зеркало в качестве коллиматорного объектива:
а — схема с малым плоским зеркалом; б—схема с большим плоским зеркалом, имеющим ма-
лое отверстие; 1 — зеркало; 2 — щель
зуется лишь в спектрографах малой светосилы, где допускается
астигматизм и кривизна поля.
Лучшее качество изображения обеспечивают асферические линзы,
в частности мениск с соотношением радиусов кривизны 1 : 6
(рис. 47, б). Этому соотношению соответствует минимум сферической
аберрации. Мениски располагают выпуклой стороной к дисперги-
рующему элементу.
Для исправления астигматизма можно применять двухкомпонент-
ные объективы Петцваля (рис. 47, в), состоящие из двух положи-
тельных компонентов (каждый может состоять из нескольких линз),
разделенных воздушным промежутком. В таком объективе кроме
астигматизма можно исправить сферическую аберрацию, кому и
сферохроматическую аберрацию. В то же время объектив Петцваля
имеет большую кривизну поля.
Наряду с неахроматическими объективами в спектральных при- В
ах поименяют также объективы, исппавлепные на хпоматические '-И
борах применяют также объективы, исправленные на хроматические
аберрации положения.
Двухлинзовый ахроматический склееный объектив (рис. 47, г)
прост по конструкции и дешев в изготовлении; он склеен для видимой«(Э
области спектра из положительной кроновой и отрицательной флин- 1
товой линз. В склеенных объективах можно исправить сферическую:
аберрацию, хроматизм положения н кому. При фокусных расстог;(1|
ниях 100—200 мм объективы могут иметь относительное отверстие "я
до 1 : 4 в видимой области спектра и до 1 : 8 — в ультрафиолетовой;:(Я
Их применяют в качестве коллиматорных объективов, а в тех слу-;(1||
чаях, когда допускаются астигматизм и кривизна поля, —ив ка-ЯЯ
честве камерных объективов спектрографов.
Двухлинзовый несклеенный (рис. 47, д) объектив имеет дополни-’-Чя
тельный параметр (радиус поверхности), позволяющий устранить J
кому, не прибегая к трудоемкому подбору стекол. Одновременно
сферической аберрацией и комой можно также устранить сферо- '';5|
хроматическую аберрацию.	 =
В спектральных приборах, кроме того, используют трехлинзовые |
склеенные и несклеенные объективы (рис. 47, е), а также ахромати- Sj|
ческие двухкомпонентные объективы Петцваля.
74
При необходимости обеспечить хорошее качество изображения
при высокой светосиле (1:2 — при фокусном расстоянии около
200 мм) применяются сложные многолинзовые объективы типа фото-
графических.
Наряду с линзовыми объективами в спектральных приборах
получили широкое распространение зеркальные объективы. Глав-
ным преимуществом зеркальных объективов является отсутствие
у них хроматических аберраций.
Простейшим зеркальным объективом является вогнутое сфери-
ческое зеркало 1 (рис. 48). Фокусное расстояние такого зеркала
составляет половину его радиуса кривизны г. Если щель 2 устано-
влена на оси зеркала, то уширение изображения щели в плоскости
наилучшей установки, вызванное аберрациями коллиматорного объ-
ектива (сферической и комой), будет
4- н2) , BHh / .___£\
100/?	8/? \	2/1/’
где В и И —ширина и высота диспергирующего элемента; h —вы-
сота щели; х —расстояние диспергирующего элемента от зеркала.
Уширение а'й в плоскости изображения камерного объектива
+ № । Hh /. х \ 1 Bv/г
100 г 8 V 2/Jj р '
аа
ла —
или
а у — увеличение спектрального прибора.
Расчеты показывают [14], что при х/Д = 2, т. е. при г = х,
можно устранить кому. Следовательно, достаточно поместить в центре
кривизны зеркала диспергирующий элемент, а спектр фокусировать
на сферической поверхности радиусом R /а. Если Д достаточно
велико, а щель имеет небольшую высоту, то практически спектр
фокусируется на плоскости, а уширение изображения щели (при
В' = Н)
 __ В' (В’* + Нг)
а
юо/'2
Таким образом, при х — г из аберраций остаются кривизна поля
и сферическая аберрация. Это дает возможность использовать сфе-
рическое зеркало как объектив
камеры (рис. 49).
В качестве коллиматорного объ-
ектива используют параболическое
зеркало. Для параллельных пуч-
ков, падающих на параболическое
Рис. 49, Вогнутое сферическое зеркало
в качестве камерного объектива:
1 зеркало; 2 — фокальная плоскость;
3 — дифракционная решетка
Рис. 50. Внеосевое параболическое зеркало
зеркало и проходящих затем через его фо-
кус F, сферическая аберрация на оптичес-
кой оси совершенно отсутствует. Кривизна
поля параболического зеркала такая же, как
у сферического, и при х — f астигматизм отсутствует. Главный не-
достаток параболического зеркала — большое значение комы.
Если щель расположена на оптической оси зеркала и ее высота
невелика, то уширение щели в фокальной плоскости камерного
объектива [14]
, BHhyh
8/? ’
Для устранения комы щель располагают на оптической оси ;
зеркала и используют его внеосевую часть (рис. 50). Однако при
этом имеет место дополнительная кривизна спектральных линий, ]
Из более сложных зеркальных объективов следует отметить объ- ВД
ектив Кассегрена и двухзеркальный концентрический объектив.
В объективе Кассегрена (рис. 51, а) исправляются хроматизм, кри- 1
визна поля и астигматизм. Если поверхности зеркал сферические, ,
то сферическая аберрация объектива Кассегрена больше, чем у оди- Зй
ночного сферического зеркала при том же относительном отверстии.
Вследствие большой сферической аберрации объектив Кассегрена
используется только в приборах малой светосилы (1 : 15—1 : 10).
Достоинством этого объектива является компактность и малая длина 1g
(много меньше фокусного расстояния), что делает его удобным кол- 1|
лиматорным объективом, хотя и с большими потерями света.
В двухзеркальном концентрическом объективе со сферическими]||
поверхностями при расположении апертурной диафрагмы в обше^Н]!
центре кривизны поверхностей аберрации осевых и наклонны£:Э
пучков одинаковы. Объектив может быть весьма светосильным:
(1 : 1,5) и исправлен на сферическую аберрацию, кому и астигматнзмнй1
Как недостаток следует отметить большие размеры (длина многспЯ
больше фокусного расстояния), а также виньетирование наклонны^Я
пучков, как и в объективе Кассегрена. В ряде спектральных при-bgifill
боров (предназначенных главным образом для астрофизических |
пучков, как и в объективе Кассегрена. В ряде спектральных при-
Г
исследований) нашли применение зеркально-линзовые объектив^»
Максутова (рис. 51, б), Шмидта (рис. 51, в) и концентрические объей»|
тивы. Они весьма светосильны и дают
жения
[10].
хорошее качество
изобра
Рис. 51. Зеркально-линзовыа объективы
1 ОПТИЧЕСКИЕ ФИЛЬТРЫ
Светофильтр, или просто фильтр, представляет собой устройство,
изменяющее спектральный состав или энергию падающей на него
световой волны. При этом практически не изменяется форма пада-
ющего волнового фронта.
Можно выделить три основные задачи, которые решают с по-
мощью фильтров в спектральных приборах. Прежде всего они могут
быть использованы как упрощенные спектральные приборы не-
высокой разрешающей способности для выделения одного или не-
скольких участков спектра. Применение фильтров в этих случаях
значительно упрощает экспериментальную аппаратуру и снижает
энергетические потери по сравнению со щелевыми монохроматорами
или спектрофотометрами. С помощью фильтров можно измерить
распределение спектральной яркости по площади источников. Однако
возможности оптических фильтров как спектральных приборов
ограничены.
Второе назначение фильтров — обеспечение предварительной
монохроматизации излучения, падающего на спектральный прибор.
Третье назначение фильтров — ослабление потока излучения
или разделение его на части без изменения спектрального состава.
По виду спектральной характеристики, т. е. зависимости полосы
пропускания от длины волны, оптические фильтры можно подраз-
делить на: 1) полосовые (рис. 52, а), пропускающие излучение в уз-
кой полосе длин волн; 2) длинноволновые отсекающие (рис. 52, б),
пропускающие излучения с длинами волн больше заданного пре-
дела lmln; 3) коротковолновые (рис. 52, в) пропускающие излучение
с длинами волн, меньшими заданного предела Xmav.
Основными характеристиками оптических фильтров являются:
коэффициент пропускания т или оптическая плотность D в максимуме
полосы пропускания, длина волны lm»v. соответствующая максимуму
полосы пропускания, спектральная ширина полосы пропускания
261, фактор контрастности С, апертура светофильтра 26fk Для
фильтров, предназначенных для отрезания (отсекания) коротко-
волновой или длинноволновой частей спектра, иногда приводится
длина волны 1пр, при которой коэффициент пропускания вдвое убы-
вает по сравнению с максимальным.
Коэффициент пропускания т представляет собой отношение ин-
тенсивности потока I, прошедшего через фильтр, к интенсивности 10
потока, упавшего на него, т. е. т = ///0, при этом D. — 1g (1/т) —
- —1g т.
Рис. 52. Спектральные характеристики оптических фильтров
iNitiim
Общая оптическая плотность нескольких, последовательно уста’
новленных фильтров Ds равна сумме их оптических плотностей,
т. е.
k
S — 2.
11
а общий коэффициент пропускания т2 равен произведению коэффи
циентов пропускания отдельных фильтров, т. е.
k

Спектральная ширина полосы пропускания 26Х характеризует
ширину спектрального интервала, на границах которого интенсив-
ность прошедшего света составляет половину интенсивности в ма-
ксимуме полосы пропускания, т. е. I (X) = 0,57П1ах.
Фактор контрастности С представляет собой отношение интенсив-
ности в максимуме пропускания фильтра к интенсивности /ш1п
в области спектра, отстоящего от /йах на расстояние, много большее
^tnax, Т. е. С = /щах^шнт
Апертура светофильтра 260 представляет собой угловую ширину
светового пучка, при которой монохроматичность фильтра заметно
не ухудшается от углового расширения падающего светового пучка.
Различают абсорбционные фильтры отражательные, интерфе-
ренционные, дисперсионные и интерференционно-поляризацион-
ные [6].
Абсорбционные фильтры. Действие абсорбционных фильтров
основано на ослаблении света, проходящего через материал фильтра.;
Коэффициент пропускания абсорбционного фильтра, как это
следует из закона Бугера, выражается формулой
т(1) = [Г — p(l)]2e-“<A>z,
где р (X) — коэффициент отражения света на поверхности фильтра;
а (X) —коэффициент поглощения; I —толщина слоя.
Коэффициент пропускания абсорбционного фильтра
от угла падения е согласно зависимости
di ________________________________< гх sin в
Т ’	8 7
где dr/т—относительное изменение пропускания.
Из этого следует, что при установке абсорбционных светофиль-
тров в световых пучках с большой угловой апертурой необходимо
учитывать увеличение поглощения наклонных лучей.
Из абсорбционных фильтров наибольшее распространение полу-
чили стеклянные фильтры, которые отличаются постоянством спек*
тральных характеристик, устойчивостью к тепловым и световым
воздействиям, высокой оптической однородностью. Комбинацией
нескольких стеклянных фильтров можно обеспечить предваритель-
ную монохроматизацию излучения или отсечение нежелательной
части спектра. Набор фильтров, состоящий из 117 паспортизоваинМЖВ
A	i ! i i'ili ;.• 1	А г	• р '|	। ' |: 'i 'i • .(Ч •i	  А'  1	.  ..р !”!:!!1!!!!!!!F!!i|4H!
У /l.yyijiijiijijiilii
J V	. । ,i ’, .1 i f. pi pi iiiiiiH
*i W	:l . ! i:  i i 11111P HIИ И j I
зависи!
1 HlllllU
lHlHEHF
Комбинацией
образцов, выпускается отечественной промышленностью. Характе-
ристики таких фильтров приведены в руководстве 131.
Действие полупроводниковых абсорбционных фильтров основано
на существовании у некоторых материалов резкого края поглощения
оптического излучения на длине волны Хо. Использование полу-
проводниковых фильтров дает возможность резко ограничить ИК
спектр с коротковолновой стороны.
Жидкостные абсорбционные фильтры используются сравнительно
редко, что главным образом связано с необходимостью применения
кювет. Кроме того, при нагревании однородность жидкостных филь-
тров ухудшается. Достоинством таких фильтров является возмож-
ность их изготовления в лабораторных условиях. При этом можно
плавно изменять характеристики пропускания фильтров путем
варьирования концентраций компонентов раствора.
Газовые абсорбционные фильтры, представляющие собой кюветы
с парами газов и металлов, также используются при некоторых
спектральных измерениях. Их достоинство — избирательность
спектров поглощения. Например, для выделения ультрафиолетовой
области используется кварцевая кювета с насыщенными парами
брома при нормальной температуре. Кюветы с парами легколетучих
металлов применяют в тех случаях, когда из исследуемого спектра
необходимо исключить резонансные линии этих металлов.
Отражательные фильтры. Эти фильтры представляют собой
тонкие металлические и диэлектрические пленки, наносимые на
стеклянную или кварцевую подложку. Они предназначены для
выделения различных участков коротковолновой части спектра. Для
изготовления отражательных фильтров применяются пленки се-
ребра и щелочных металлов (Cs, Rb, К, Na, Li и др.). Область про-
зрачности таких фильтров простирается до 125 нм. Поскольку
собственное поглощение в пленках мало, основной вклад в ослабление
проходящего света вносит отражение от поверхности.
Ниже приведены пределы области прозрачности тонких слоев
металлов, используемых для изготовления отражательных филь-
тров:
Металл . , . . ..	Au	Cs	Pb	Ag	к	Na	Li
Область прозрач- ности, нм ... .	450“	440—	360“	340—	315—	210“	—205
	530	186	186	310	170	125	
Хорошими селективными свойствами обладают отражательные
фильтры, представляющие собой многослойные диэлектрические
покрытия с одинаковой оптической толщиной А./4 — niti — nst2,
где % и па — показатели преломления чередующихся слоев толщи-
ной и t2, при этом Пх > пг. Для определенного интервала волн,
близкого ио ширине к X, при взаимодействии множества интерфери-
рующих лучей образуется интерференционная картина с максимумом
заданной ширины. Например, для получения коэффициента отра-
жения фильтра р 0,99 наносят 11—13 чередующихся слоев из
MgFa, SiO2 (n3 — 1,34-1,4), TiO3, ZnS (n = 2,2-j-2,3). Путем ком-
Рис, 53'. Интерференционный светофильтр
	?
бинации слоев различной толщи- й
ны можно обеспечить спектраль- |
ные кривые отражения (пропус- ij
кания) различной формы.	|
В качестве отражательных J:
фильтров в ИК области спектра ]
применяют некоторые кристаллы,
селективно отражающие длинноволновое излучение в области ано- |
мальиой дисперсии, т. е. вблизи собственных частот колебаний I
кристаллических решеток [6]. Кристаллические фильтры такого |
рода основаны на так называемом «металлическом отражении». |i
Фильтрация излучения с помощью селективных отражателей Д|
носит название метода остаточных лучей. Его достоинством являются |
простота и возможность выделения длинноволнового ИК излучения
(до 200 мкм) высокой интенсивности при относительно высокой g
однородности.
Ниже приведены значения длин воли, соответствующие макси-
мумам селективного отражения от кристаллов [3, 61:
Кристалл ....	MgO	LiF	NaF	CaFa	BaFa	NaCl	KC1	KBr
Xmax> мкм ...	21	26	34	34	45	65	65	79	Ji
Кристалл ....	KJ	CaBr2	T1C1	CaJ	К RS-6	KPS-5	TiBr
1шах, мкм ...	92	122	130	145	155	170	170
Интерференциони ые фильтры. Работа фильтров этого типа осно-
вана иа принципе многолучевой интерференции и представляет собой -Я
интерферометр Фабри — Перо с малым расстоянием между зеркаль-
ными слоями (рис. 53). На стеклянную или кварцевую подложку /"ai'l
нанесен полупрозрачный зеркальный слой 2. Далее наносится про^Я
зрачный слой 3 из диэлектрика с оптической толщиной nt = (2т 4- ,,J||
4- 1) М2, где т — целое число. Затем наносится зеркальный слой 4.
Для защиты поверхности от внешних воздействий фильтр закры-22 а
вается стеклом 5. Многократно отражаясь от поверхностей зеркал -3
и интерферируя между собой, лучи образуют интерференционную
картину, отображающую в проходящем свете распределение интен-
сивности с резкими полосами пропускания.	з
С помощью интерференционных светофильтров можно выделить43
узкие участки спектра (до десятых долей нанометра). При ширине
полосы пропускания 1,5—2 нм интерференционные фильтры обла-^Й
дают большим коэффициентом пропускания, чем абсорбционныеЯ||
Недостаток фильтров этого типа состоит в том, что они имеют значивЙ
тельный фон вне полос пропускания, а положение этих полос зависит
от угла падения света на фильтр..	'ЗЯЯ
Селективная способность интерференционных фильтров суще£1||
ственно повышается при комбинирований двух последовательно
установленных фильтров, хотя при этом возрастают световые потери. Kg
Интерференционно-поляризационные фильтры. В основе работы^
этих фильтров лежит явление интерферен1щйиПодяризованных.лучейВ§§^
Фильтр состоит из двух поляризаторов, между которыми размещена
пластинка одноосного кристалла. При этом оси поляризаторов
обычно устанавливаются взаимно параллельно, а ось кристалли-
ческой пластинки составляет с ними угол 45°. Коэффициент пропу-
скания фильтра, определяемый разностью хода обыкновенного
и необыкновенного лучей, распространяющихся в кристалле с разной
скоростью,
<Пе — «о) I
Т = COS- Л > ‘..  ' ,
Л
где пе и п0 — соответственно показатели преломления для необыкно-
венного и обыкновенного лучей.
“ Спектральная характеристика интерференционно-поляриза-
ционного фильтра содержит ряд максимумов (т = 1) при
^пмх 0^0 I " «о)
и минимумов (т = 0) при
2
^пйп ==	1 1 rto)>
где k — целое число. Следовательно, такой фильтр, по существу,
пропускает отдельные линии и гасит остальные. Наиболее эффек-
тивное применение фильтра — выделение одной из двух близко
расположенных линий.
Интерференционно-поляризационные фильтры могут быть ском-
бинированы таким образом, что выходной поляризатор первого
фильтра служит входным поляризатором второго и т. д. В этом слу-
чае фильтр становится монохроматическим, и полоса его пропуска-
ния может быть сужена до сотых долей нанометра, при этом про-
пускание в максимуме достигает порядка 50 %.
Дисперсионные фильтры. В основе работы фильтров лежит
явление дисперсии — зависимости показателя преломления от длины
волны. Фильтр представляет собой кювету с порошком из прозрач-
ного материала, куда заливается жидкость, показатель преломле-
ния которой для определенной длины волны равен показателю
преломления п2 порошка. При этом кювета однородна для лучей
с длиной волны Хо, но рассеивает излучение других длин волн. Чем
больше спектральные линии удалены от Хо, тем сильнее различаются
показатели преломления пх и п.2 и тем меньше пропускание. Для
сужения полосы пропускания фильтра порошок (из кварца, флю-
орита, кварцевого стекла и др.) размельчается. Подбор длины волны
максимума пропускания, осуществляется изменением показателя
преломления жидкости (это достигается сменой таких жидкостей,
как бензол + спирт, бензин + сероуглерод, глицерин + вода
и др,), а также изменением температуры. Коэффициенты пропуска-
ния дисперсионных фильтров достигают 80 %, ширина полосы про-
пускания составляет 2—10 нм.
Следует отметить, что высокая температурная чувствительность
дисперсионных фильтров приводит к необходимости их термостати-
рования, что ограничивает область их применения.
Кроме описанных выше светофильтров для задач фильтрации
излучения используется ряд устройств, основанных на отражении
излучения от матированных зеркал и дифракционных решеток,
а также на использовании нарушенного полного внутреннего отра-
жения, хроматической аберрации и др. [3].
4. СВЕТООСЛАБЛЯЮЩИЕ УСТРОЙСТВА
В спектрофотометрах для сравнения световых потоков от исследу-
емого и эталонного образцов применяются приспособления, с по-
мощью которых возможно закономерным образом непрерывно изме-
нять световой поток, хотя бы в одном из каналов. Такие приспособле-
ния называются светоослабляющими. Они разнообразны как по
принципу действия, так и по конструктивному оформлению, при
этом особое практическое значение имеют те из них, которые не
изменяют спектрального состава излучения, т. е. являются ней-
тральными, или серыми. Светоослабляющие устройства должны
быть проградуированы, так как только при этом условии можно
количественно оценить, во сколько раз интенсивнее или слабее
один из сравниваемых световых потоков.
К светоослабляющим устройствам относятся диафрагмы, вра-
щающиеся секторы, рассеивающие, поглощающие и полярирующие
свет устройства.
Диафрагмы переменного размера дают возможность осуществлять
непрерывное изменение светового потока, пропорционально площади
отверстия диафрагмы. По форме различают круглые, клиновидные
и щелевидные диафрагмы. Из круглых диафрагм наиболее распро-
странена ирисовая диафрагма (рис. 54). Она позволяет изменять
площадь сечения светового пучка симметрично относительно опти-
ческой оси.
В спектральных приборах используется также ступенчатая диаф-
рагма, проецируемая на щель спектрального прибора (обычно сферо-
цилиндрической оптикой). При этом, если источник дает непрерыв-
ный спектр, спектрограмма на фотопластинке будет разделена на ряд
спектров различной яркости, пропорциональной ширине ступеньки.
Достаточно удобна в конструктивном отношении диафрагма
в виде двух «ласточкиных хвостов» 1, 2 (рис. 55), перекрывающих
друг друга. Сечение отверстия диафрагмы изменяется симметрично.
Рис. 54. Ирисовые диафрагмы
Рис. 55. Диафрагма в форме «ласточкина хвоста»
		
Рис. 56. Ступенчатый логарифмический сектор
Иногда используются диафрагмы с большим с	\
числом вырезов клинообразной формы (так на- г ’ () л
зываемая «гребенка»).	\	I
Световой поток можно ослабить установ- \	/
кой фотометрических сеток — металлических
или шелковых хорошо зачерненных сеток
с ячейками площадью порядка 1 мм2 и меньше. Сетка, натянутая
с помощью оправы на объектив, обеспечивает равномерное ослабле-
ние потока с коэффициентом ослабления 6 = —1g т, где т — коэф-
фициент прозрачности сетки, т. е. отношение интенсивности про-
шедшего потока к падающему.
Ослабляющий сектор представляет собой вращающуюся вокруг
некоторой оси диафрагму с отверстием секторообразной формы
(рис. 56). С помощью вращающегося сектора можно ступенчато
изменять интенсивность света. Сектор устанавливается вблизи пло-
скости щели таким образом, что ось его вращения пересекает вер-
тикальную ось щели. При вращении сектора меняется время действия
потока излучения на приемное устройство, благодаря этому проис-
ходит ступенчатое изменение интенсивности света, значение которой
зависит от угла раствора сектора. Достоинством вращающегося
сектора является отсутствие селективности и возможность легко
измерять соотношение времени экспозиции. Однако описанное уст-
ройство характеризуется относительно большим значением по-
стоянной времени, поэтому оно может быть использовано только
как инерционный приемник энергии излучения.
Для ослабления света применяются также устройства, рассеива-
ющие свет. К ним относятся матовое и молочное стекло, матовая
чертежная бумага, экран, покрытый окисью магния или сернокис-
лого бария. Однако для количественных измерений указанные
устройства используются редко.
В качестве абсорбционных ослабляющих устройств в спектраль-
ных приборах находят применение нейтральные светофильтры,
линейный фотометрический клин и ступенчатый ослабитель.
Нейтральные, или серые, фильтры обладают постоянной опти-
ческой плотностью, т, е. не зависимой от длины волны в исследуемом
спектральном интервале, В качестве таких фильтров служат тонкие
пленки алюминия, платины, хрома, никеля, палладия и титана.
В видимой и ультрафиолетовой областях применяются пленки пла-
тины и алюминия. Титановые фильтры позволяют создавать ослаби-
тели для ИК области спектра (до 12 мкм), при этом они обладают
повышенной устойчивостью к изменению.внешних условий. Кроме
того, для видимой и ультрафиолетовой областей используются
растворы каллоидного графита и некоторых других красителей.
Клиновые ослабители (рис. 57), в отличие от плоскопараллельных
ослабителей, обеспечивают непрерывное изменение интенсивности
потока света. Для этого клин перемещается в направлении, перпен-
дикулярном оптической оси пучка. Если клиновый ослабитель
83
Рис. 57. Ослабители:
а —• клиновый ослабитель; б — оптическая плотность £> и коэффициент пропускания т клина
в зависимости от его длины I; в круговой ослабитель
изготовлен из нейтрально поглощающей среды, то он обладает линей-
ной характеристикой D — f (Z), где I — расстояние до соответству-
ющего места клина. Как правило, диапазон изменения оптических
плотностей клина лежит в пределах 0—2, т. е. с помощью такого
клина можно уменьшить интенсивность потока в 100 раз. При изме-
рении двух интенсивностей /а и 4 изменение оптической плотности
определяется как М) = П2 — £>г = 0zAZ, где |JZ = (£)а —	—
— /г) == (£>3 — £>Х)/А/ — постоянная клииа.
Наряду с линейными фотометрическими клиньями применяются
круговые ослабители, оптическая плотность которых изменяется
при перемещении по окружности. Постоянная кругового клина
определяется формулой Рф = ДО/Л<р, где <р — угол поворота клина
вокруг его оси; Д£> = рфДср.
Ступенчатый ослабитель представляет собой устройство, состо-
ящее из ряда полупрозрачных слоев с разной степенью пропускания,
как правило, это слои платины или алюминия, нанесенные на кварце-
вую или стеклянную подложку. Обычно ослабитель устанавливают
непосредственно перед щелью спектрального прибора. Число ступе-
ней в клине достигает 10.
Изменение интенсивности света ступенчатым ослабителем проис-
ходит по закону / = Io- 10~D, где D — оптическая плотность или
коэффициент ослабления. Для полностью прозрачной ступеньки
D = 2,0; диапазон изменения коэффициента ослабления составляет
2,0—0,5.
5. МОДУЛЯТОРЫ ИЗЛУЧЕНИЯ
В спектральных приборах с фотоэлектрической, регистрацией спектра
часто используют модуляторы — устройства для преобразования
постоянных световых потоков в переменные. В большинстве спек-
тральных приборов и установок роль модулятора принципиально
не отличается от роли модуляторов, используемых в оптико-элек-
тронных приборах других типов.
84
Рис. 58. Селективный модулятор
Путем модуляции обеспечивается
преобразование сигнала, поступаю-
щего на вход усилителя, в перемен-
ный, что дает возможность исполь-
зовать усилители переменного тока, которые в силу своей ста-
бильности, возможности простого управления параметрами схемы
и ряда других факторов более предпочтительны как элементы элек-
тронных регистрирующих схем по сравнению с усилителями постоян-
ного тока.	|
В спектральных приборах используются модуляторы как с вну-
тренней, так и с внешней модуляцией. В первом случае модулируется
излучение источника света, во втором, более распространенном,
модуляция осуществляется на пути света между источником и прием-
ником. Для этих целей широко используются механические модуля-
торы в виде дисков или двигателей. Этот тип модуляции носит на-
звание неселективной модуляции.
Модуляторы в виде зеркальных механических дисков с про-
резями широко используются в двухлучевых осветительных системах
спектрофотометров для попеременного направления световых пото-
ков в каналы с исследуемым и эталонным образцами.
В инфракрасных спектрометрах для устранения рассеянного
света применяются селективные модуляторы, представляющие собой
диск, часть поверхности которого (рис. 58) изготовлена из материала,
прозрачного для коротковолнового излучения. При вращении диска
модулируется не все излучение, а только та его часть, для которой
материал модулятора непрозрачен. Коротковолновое излучение,
пропускаемое материалом диска почти не модулируется и не уча-
ствует в образовании полезного модулированного сигнала. Таким
образом, селективный модулятор является хорошим фильтром,
отсекающим коротковолновое излучение.
в. СВЕТОДЕЛИТЕЛИ
В спектральных приборах с интерференционной частотой селектив-
ной модуляцией (Фурье-спектрометрах) одним из важных оптиче- .
ских элементов являются светоделители, т. е. устройства для раз-
деления и соединения интерферирующих пучков. Поскольку в Фурье-
спектрометрах в качестве селективного модулятора используются
двухлучевые интерферометры, то от параметров светоделителя в су-
щественной мере зависит характер распределения интенсивности
в интерференционных полосах, в частности симметричность интер;
ферограммы относительно нулевой разности хода.
Свойства светоделителя (амплитудные, фазовые, поляризацион-
ные) оказывают влияние на характеристики интерферометра в целом,
которые в свою очередь определяются обратимостью (необрати-
мостью) светоделителя.
Обратимым считается светоделитель, свойства которого не зави-
сят от направления падающего на него светового потока. Обрати-
а
К источнику
V
На приемник
а)
К источнику
^источнику
V
V
На приемник
в)
К источнику
На приемник
Я
да»
На приемник
К источнику
На приемник
г)
Рис. 59. Светоделители:
«•—г — обратимые; д —- необратимый
мость достигается в тех случаях,
когда характеристики сред по обе
стороны от разделительного слоя идентичны. К обратимым свето-
делителям относятся пленки (рис. 59, а, б), светоделительный кубик
(рис. 59, в) и светоделитель в виде пластинки с наклеенными на
обеих сторонах (симметрично относительно оси пластинки) плен-
ками (рис. 59, г). Необратимый светоделитель показан иа рис. 59, д.
По амплитудным характеристикам наиболее совершенным счи-
тается светоделитель, у которого коэффициент отражения р равен
коэффициенту пропускания т, при этом величина 4рт называется
эффективностью светоделителя. Для идеального светоделителя
4рт-*1. Важной характеристикой светоделителя является спек-
тральная область, в которой он достигает наибольшей эффективности.
Таблица 9
Тин светоделителя	Контрастность интерференционных полос в направлении	
	на приемник	к источнику
Обратимый: рис. 59, а—в рис. 59, г	С-> 1	С	2РТ Р2 + Т2
	с зкрр7 Т + 1'	с = 2Р^ РР' Т2 + рр'
Необратимый, рис. 59, д	,, 2 Крр' 1	 f	1 р "Т* р	с — ~ р2 +
Ряд конструкций светоделителей позволяет разнести точки деле-
ния и соединения световых пучков и осуществить два выхода пучков:
в направлении на источник и приемник. Контрастность интерферен-
ционных полос на двух выходах при этом различна, что обусловлено
неравенствами р^т, р р', т V, где р и т, р' и т' — коэффи-
циенты отражения и пропускания светоделителя для света, идущего
со стороны приемника и от концевых отражателей интерферометра.
Значения контрастности С интерференционных полос для свето-
делителей, изображенных на рис. 59, приведены в табл. 9.
Расчеты показывают, что контрастность интерференционных по-
лос для всех светоделителей в направлении на приемник на 5—10 %
выше, чем их контрастность в направлении на источник.
7. МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ОПТИЧЕСКИХ
ЭЛЕМЕНТОВ
Оптические элементы спектральных приборов должны быть изгото-
влены из материалов, прозрачных для исследуемого излучения. Для
зеркальных оптических элементов нужны материалы с достаточно
высоким коэффициентом отражения. Кроме того, материалы, исполь-
зуемые для изготовления оптических деталей, должны обладать
рядом важных свойств — однородностью, способностью поддаваться
механической обработке, иметь стабильные характеристики, быть
нейтральными к воздействию исследуемого излучения. При выборе
материала для изготовления элементов оптических систем необхо-
димо учитывать, что при переходе из одной области спектра в другую
некоторые материалы и покрытия могут существенно изменять свои
характеристики.
Оптические материалы для вакуумной и ближней УФ областей
спектра. Количество прозрачных материалов, из которых изготав-
ливаются оптические элементы, используемые в коротковолновой
области спектра, весьма ограничено. Наибольшее распространение
в вакуумной области спектра получили отражающие и пропуска-
ющие тонкие слои. Что касается твердых тел, то ни одно из них не
пропускает оптическое излучение с длиной волны, короче 105 им.
Для материалов, используемых в вакуумной области спектра, •
прозрачны кристаллы фтористого кальция (CaF2), фтористого магния
(MgF2), фтористого бария (BaF2), фтористого стронция (SrF2), фтори-
стого лития (LiF) и лейкосапфира.
Для изготовления окон кювет и разрядных трубок в длинно-
волновой области вакуумного спектра применяются кварц, сапфир,
флюорит (фтористый кальций), фтористый магний, фтористый литий
и фтористый стронций.
Основные материалы, используемые в вакуумной УФ области,
имеют следующие коротковолновые границы пропускания
Материал . .
Main» -  ♦
. .	LiF	MgFa	CaF2	BaF2	Д12О3	SiO2	Кварц	Увиоловое
стекло
. .	105	113	122	135	142	142	142; 160	160
Рис. 60. Некоторые характеристики кристаллических материалов, применяемых
в вакуумной ультрафиолетовой области:
а — изменение коэффициента пропускания фтористого литргя в зависимости от длины волны
для кристаллов разной толщины Z; б—зависимость коэффициента пропускания флюорита от
длины волны для кристаллов разной толщины Z; а -- влияние температуры окружающей
среды на смещение граничных длин волн для фтористого лития (/), флюорита (2), фтористого
бария (3), сапфира (4), кварца (5); г — изменение коэффициента пропускания флюорита в за-
висимости от длины волны при различных температурах Т окружающей среды; (5 — зави-
симость показателя преломления фтористого лития (/) и флюорЙТа (2) бт дйияы волйы; е ~~
коэффициент пропускания флюорита до (?) й после (2) облучения светом с длиной волны,
короче И 0 нм
Прозрачность оптических материалов изменяется под воздей-
ствием поглощения излучения, изменения температуры (с увеличе-
нием температуры коротковолновая граница пропускания смещается
в более длинноволновую область, в то время как с понижением тем-
пературы прозрачность кристаллических материалов возрастает).
На рис. 60 приведены характеристики кристаллических материалов,
используемых в вакуумной ультрафиолетовой области.
Как правило, линзовые объективы не используются в вакуумной
УФ области спектра, что связано с трудностью ахроматизации их
для широкой области спектра, хотя в отдельных сложных объекти-
вах (кварц — LiF — кварц или LiF — CaF2) можно исправить кому,
сферическую аберрацию и ча-
стично хроматизм. Поэтому в этой
области спектра широкое примене-
ние нашли зеркальные объективы.
В качестве покрытий для зеркаль-
ных элементов используются
кие пленки металлов (рис.
тон-
61).
отра-
Рис. 61. Зависимость коэффициеита
женйя некоторых металлических пленок
в вакуумной УФ области спектра
Рис. 62. Области пропускания
стекла некоторых марок, приме-
няемых в средней и дальней
ИК областях спектра:
/ — плавленый кварц; 2 — теллу-
росвннцовнстое стекло; 3 — свин-
цово* германиевое стекло; 4 —- алю-
минат кальция; 5 — сурьмянистое
стекло; 6 — мышьяковистое трех-
сёрнИйтое стекло; 7 — селенисто-
мышьяковиетое стекло
Для области спектра
более 110 нм лучшие отра-
жательные характеристики
имеет алюминий. Для за-
щиты алюминия от обра-
зования иа его поверхности окисной пленки применяются покрытия
алюминиевого слоя пленкой фтористого магния. В области ~60 нм
лучшими отражающими характеристиками являются слои платины
и радия.
Основным материалом в ближней УФ области спектра является
кварц как кристаллический, так и плавленый. Для отражающих
покрытий используют алюминий, который наносят на стеклянную
подложку испарением в вакууме.
Оптические материалы дли видимой и ближней И К областей
спектра. Основным материалом в видимой и ближней ИК областях
спектра является оптическое стекло. Наиболее распространены
марки К8, ТКЮ, ТК16, Ф1, ФЗ, ТФ1, ТФЗ, ТФ5. Показатели пре-
ломления указанных сортов стекла составляют 1,5—1,76, коротко-
волновая граница поглощения 0,32—0,38 мкм, длинноволновая
2,6—2,7 мкм.
Рис. 63. Области пропу-
скания некоторых кри-
сталлических материалов,
применяемых в средней
и дальней ИК областях
спектра:
I — каменной соли; 2 —
хлористого серебра; 3 —
германия; 4 — фтористого
лития; 5 — фтористого каль-
ция; 6 — окиси магния; 7 —
сапфира; 8 — кристалличе-
ского кварца; 9 —- плавле-
ного кварца;10 — кремния;
// _ KPS-5; 12 — KRS-6;
13 — бромистого калия;
14 — хлор истого калия;
15 — иодисто^о калия; 16 —
фтористого бария; 17 — бро-
мистого цезия; 18 — йоди-
стого цезия; 19 — фтористо-
го магния; 20 — рутила
В качестве отражающих покрытий наиболее широко применяют
металлические покрытия из алюминия и серебра. Серебряные слои,
имеющие наиболее высокий коэффициент отражения, легко под-
даются воздействию газов и влаги, поэтому используют защитные
слои из алюминия в виде тонкой пленки толщиной 1—2 нм, наноси-
мой методом испарения в вакууме.
Высокие коэффициенты отражения имеют интерференционные
покрытия, представляющие собой совокупность тонких пленок
диэлектриков, нанесенных на стеклянную подлежку. Для видимой
области спектра используются сульфид цинка (ZnS) и криолит
(Na3AlFe) или ZnS и фтористый магний (MgF,). Слои наносят испа-
рением этих диэлектриков в вакууме. Пленки, полученные таким
методом, обладают невысокой прочностью.
Другой способ получения отражающих слоев — это нанесение на
стеклянную подложку спиртового раствора ортокремниевой или ор-
тотитановой кислоты с последующим подогревом пленки до темпе-
ратуры 300—400 °C. Образующаяся в результате пленка Si О., (или
TiO2) является отражающим слоем. Нанесенные таким методом
пленки обладают хорошей механической прочностью.
Оптические материалы для средней и дальней ИК областей.
При изготовлении линзовой оптики для средней ИК области при-
меняют стекло ряда марок, области пропускания которых пока-
заны на рис. 62. Кроме стекла находят применение кристаллические
материалы. Области их пропускания при толщине кристалла 2 мм
показаны на рис. 63.
В качестве отражающих покрытий в средней ИК области
используются главным образом алюминиевые пленки, обладающие
в этой области высоким коэффициентом отражения.
При переходе в дальнюю ИК область спектра вновь стано-
вятся прозрачными ряд материалов (рис. 63), не прозрачных в сред-
неволновой области.
Материалы, применяемые для светоделителей интерференционных
приборов с селективной модуляцией; приведены в табл. 10.
Таблица 1
Материал		Область применения, мкм
пластин	разделительного слоя	
Кварц	Fe2O3	0,65—2,Р
CaF3	F2Q3	1 —5
СаЕ,	Si	1,5—10
КВг, N .Вг	Ge	3—25
CsJ	Ge	10-—-50
	Майлар	W '
КВг	Многослойные пленки из ;.	3—30
	Ge., TiBr, KRS-5	<
Глава?. ПРИЕМНО-РЕГИСТРИРУЮЩИЕ СИСТЕМЫ
СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
Приемно-регистрирующая система (ПРС) предназначена для форми-
рования на приемнике разложенного излучения источника и его ре-
гистрации. ПРС состоит из приемника энергии излучения (ПЭИ),
электронно-регистрирующего устройства (ЭРУ) и . индикатора.
ПЭИ служит для преобразования энергии, переносимой потоком
излучения, или в электрический сигнал, или в почернение фото-
пластинки, или в зрительные ощущения наблюдателя.
ЭРУ и индикаторы предназначены для усиления электрических
сигналов приемника и преобразования их к наиболее удобному виду
для наблюдения и записи спектра.
1.	СПОСОБЫ РЕГИСТРАЦИИ СПЕКТРА
В современных спектральных приборах используются три основных
способа регистрации излучения — визуальный, фотографический
и фотоэлектрический.
Визуальный способ, при котором приемником излучения является
глаз оператора, применяется при спектральных измерениях для ка-
чественной оценки спектра и юстировки приборов.
Фотографический способ дает возможность одновременно реги-
стрировать большое число спектральных линий (до 5000 линий на
фотопластинке длиной ~5 см) и получать объективную регистро-
грамму для последующей обработки. Однако нелинейность световой
характеристики (см. п. 2 гл. 7) ограничивает диапазон измерения
световых потоков. Следует также отметить, что использование фото-
пластинок в ультрафиолетовой и длинноволновой инфракрасной
областях спектра весьма затруднительно, а ошибки при фотометри-
ческой обработке фоторегистрограмм приводят к снижению точности
измерений интенсивности спектральных линий.
Фотоэлектрический способ обладает более высокой чувствитель-
ностью и временным разрешением. При фотоэлектрической регистра-
ции можно непосредственно получать результаты измерений как
в виде регистрограмм, так и в виде числовых отсчетов энергетической
яркости или пропорциональной ей величины.
Применение фотоэлектронных и особенно тепловых приемников
позволило расширить спектральный диапазон измерений в длинно-
волновую область спектра. Фотоэлектрические измерения легко
поддаются автоматизации, а их результаты — машинной обработке.
Вместе с тем эти методы достаточно сложны, большинство их обеспе-
чивает получение в каждый момент времени одного спектрального
элемента, а многоканальные фотоэлектрические приборы — кванто-
метры — дороги и сложны.
2.	ФОТОГРАФИЧЕСКАЯ ПЛАСТИНКА
Действие фотографической пластинки как приемника энергии излу-
чения основано на том, что под влиянием падающего света и после-
дующего проявления галоидное серебро в светочувствительном слое
91
Рис. 64. Спектральная чувствительность
фотопластинок некоторых типов:
1 — спектральных» типа I; 2 — спектральных
типа II и Ш; 3 — несенснбилизированных.
используемых для научных целей; 4 ~~ микро;
5 — панхром; 6 — инфрахром 760; 7 — ии-
фрахром 880
Рис. 65. Характеристическая
кривая фотоматериалов
восстанавливается до ме-
талла. Количество восстано-
вленного серебра является
мерой световой энергии, воздействующей на фотослой. Непосред-
ственно по негативу измеряется оптическая плотность почерне-
ния D, определяемая как D = 1g (Фо/Ф), где Ф9 — световой
поток, прошедший через не подвергшийся действию света участок
фотопластинки; Ф — поток того же источника, прошедший через
засвеченный участок пластинки. Оптическая плотность почернения D
зависит не только от значения световой экспозиции Н, но и от спо-
соба, а также точности измерения почернения.
Фотографические материалы е точки зрения их использования
как приемников энергии излучения характеризуются спектраль-
ными, световыми и временными характеристиками.
Спектральные характеристики. Обычная фотоэмульсия чувстви-
тельна к свету в диапазоне спектра 1 = (180-4-500) рм. Для области
X с 180 нм используются пластинки без желатина (так называемые
«шумановские» пластинки), поглощающего коротковолновое излуче-
ние. В вакуумной спектроскопии кроме фотопластинок с низкой
концентрацией желатина используются фотоматериалы, сенсибили-
зированные люминофором. Коротковолновая область чувствитель-
ности пластин достигает X = 0,1 нм. В ИК области с помощью
сенсибилизаторов удается расширить диапазон чувствительности
до ~1200 им. На рис. 64 приведены кривые спектральной чувстви-
тельности отечественных фотопластинок некоторых типов.
Световые характеристики. Светочувствительность материалов
оценивают с помощью характеристической кривой, представля-
ющей собой зависимость оптической плотности почернения D от
логарифма световой экспозиции Я (рис. 65). Отрезок кривой АВ —
это область вуали, отрезок ВС — область недодержек, СЕ — область
нормальных почернений, EF — область соляризации.
Светочувствительность негативных черно-белых фотопленок,
определяемая по ГОСТ 10691.2—-73 как

1 : 0,8	
Рис. 66. Влияние времени проявления
фотоматериалов на их характеристики
Рис. 67. Типичные изонаки фотомате-
риалов
является величиной, обратной экспозиции, вызывающей плотность
почернения 0,1 над вуалью.
Коэффициент контрастности у характеризует способность фото-
материала передавать в большей или меньшей степени различия
в яркости регистрируемого объекта (например, двух спектральных
линий). Если Я1 и Я2 — значения световой экспозиции, вызыва-
ющей соответственно почернение с оптическими плотностями
и Dj в пределах прямолинейного участка характеристической кри-
вой, то коэффициент контрастности у — (Z)2 —Dj)/(lg — 1g Я2),
т. е. он определяется тангенсом угла наклона линейного участка
кривой.
Прямолинейную часть характеристической кривой можно аппро"
ксимйровать выражением
D — у 1g Н + j,
где / — инерция фотоэмульсии.
Для большинства спектроскопических измерений предпочти-
тельны фотоматериалы с большим у. С учетом этого можно записать
ЬН/Н = 2,ЗДО/у,
т. е. при постоянной погрешности AD измерений оптической плот-
ности почернения относительная ошибка измерений обратно про-
порциональна коэффициенту контрастности.
Широта фотоматериала L характеризует его способность пере- -
давать без искажений определенный интервал яркостей регистриру-
емого объекта. Численно она определяется длиной линейного уча-
стка СЕ характеристической кривой (рис. 65), т. е.
Материалы с малой фотографической широтой L пригодны для
регистрации относительной яркости линий лишь тогда, когда абсо-
лютные значения их яркости близки между собой. Для фотомате-
риалов это отношение составляет 10 : 1—100 : 1. Следует отметить,
что рассмотренные световые характеристики являются функцией
времени проявления t„p (рис. 66).
Временные характеристики. Выражение Н = Et, представля-
ющее собой закон взаимозаменяемости, соблюдается не всегда.
Более точным является выражение Н — Eip, где р — константа
(р — 0,7—0,9), однако при значительных изменениях времени экс-
позиции и оно часто не согласуется с экспериментальными данными.
Отклонения от закона взаимозаменяемости принято характеризовать
изопаками, представляющими собой зависимость значения лога-
рифма ЭКСПОЗИЦИИ При ПОСТОЯННОЙ ПЛОТНОСТИ ПОЧерНеНИЯ 1g //o=const
от логарифма времени экспозиции 1g /э (рис. 67). Если бы закон
взаимозаменяемости выполнялся, то изопаки проходили бы парал-
лельно оси абсцисс. Из рис. 67 видно, что при изменении времени
экспозиции от 10~2 до 104 с для достижения одного и того же фото-
графического эффекта экспозицию следует изменить в десятки раз.
При времени < 10"в с изопаки параллельны оси абсцисс. Здесь
выполняется закон взаимозаменяемости. Следует отметить, что
в фотоматериалах для вакуумного ультрафиолета при отсутствии
прерывистости освещения закон взаимозаменяемости выполняется
достаточно хорошо при X < 200 нм, а при 1 < 120 нм он выпол-
няется полностью. Поэтому при X < 120 нм для получения харак-
теристических кривых можно использовать любой источник излуче-
ния, а марки почернения наносить путем изменения времени экспо-
зиции.
3.	ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ПРИЕМНИКИ
И ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ ИЗЛУЧЕНИЯ
Для УФ, видимой и ближней ИК областях спектра наиболее широко
используются фотоэмиссионные приемники, работа которых осно-
вана на’ внешнем фотоэффекте. К фотоэмиссионным приемникам
относятся фотоэлементы (вакуумные и газонаполненные) и фото-
электронные умножители (ФЭУ).
Спектральные характеристики фотоэмиссионных приемников
определяются типом фотокатода. Область их применения — от
ультрафиолетовой до ближней инфракрасной (рис. 68).
Фотоэлементы — наиболее простой тип фотоэмиссионных прием-
ников. Чувствительность вакуумных фотоэлементов обычно со-
ставляет от нескольких десятков до нескольких сотен микроампер
на люмен. Несмотря на невысокую чувствительность фотоэлементов,
они получили достаточно широкое применение в спектральных
приборах, так как вследствие их большого внутреннего сопротивле-
ния можно легко усилить фототок с помощью ламповых усилителей.
Газонаполненные фотоэлементы, в которых колба заполнена
инертным газом при низком давлении, имеют чувствительность в 5—
7 раз большую, чем вакуумные. Это объясняется усилением фототока
за счет ионизации газа. Постоянная времени вакуумных фотоэлемен-
тов составляет ~10~8—10-11 с, а газонаполненных ~10~4—10"Б с.
В настоящее время в спектральных фотоэлектрических приборах
очень широко используют ФЭУ. Чувствительность ФЭУ может
достигать нескольких десятков и сотен ампер на люмен. Параметры
современных ФЭУ позволяют применять их как для регистрации
слабых световых потоков, так и для регистрации спектральных
Рис. 68. Спектральные характеристики фотока-
годов:
/ — сурьм ян о-цезиевых; 2 — мультищелочных; 3 -
висмутосеребряно-цезиевых; 4 — кнслородно-сереб-
ряно-цезисвых
линий очень большой интенсивности.
Постоянная времени ФЭУ 10~8—10-8 с.
Достоинством фотоэмиссионных при-
емников является относительно боль-
шая зона световых характеристик; в от-
дельных случаях линейная зависимость
выходного тока от освещенности на
фотокатоде имеет место и при больших
значениях освещенностей. В спектральных приборах используются
серийно выпускаемые отечественные ФЭУ различных марок, в том
числе , специально выполненные для ультрафиолетовой области
(ФЭУ-18А, ФЭУ-57, ФЭУ-71), для точных фотометрических изме-
рений (ФЭУ-14, ФЭУ-58, ФЭУ-70, ФЭУ-81, ФЭУ-92), для измерения
быстросменяющихся световых потоков (ФЭУ-30, ФЭУ-77), для из-
мерения пороговых световых потоков (ФЭУ-103, ФЭУ-112, ФЭУ-113)
и некоторые другие. Параметры отечественных ФЭУ, применяемых
при спектральных измерениях, приведены в книге [27].
В вакуумной ультрафиолетовой области для спектральных изме-
рений применяются фотоэлектрические приемники двух типов:
люминесцентные приемники, преобразующие излучение, непосред-
ственно воздействующее на фотокатод, и приемники открытого типа.
Принцип работы люминесцентных приемников основан иа том,
что люминофоры (наиболее удобный из них — слой, нанесенный на
подложку распылением насыщенного спиртового раствора сали-
циловокислого натрия) преобразуют спектральный состав излучения,
вследствие чего оно проходит через стеклянные окна фотоэлемента
или фотоумножителя.
Недостатком ФЭУ, действие которых основано на люминесцен-
ции, является их чувствительность к излучению в видимой и ближ-
ней ультрафиолетовой областях спектра. Поэтому для устранения
или уменьшения искажающего влияния длинноволнового рассеян- .
ного света предусматриваются светофильтры, пропускающие излуче-
ние только в полосе люминесценции экрана. Обычно в качестве
светофильтров используют тонкие пленки из алюминия, иидия,
бериллия, серебра, кадмия и других металлов.
В приемниках открытого типа падающее излучение не отделяется
окном от фотокатода. В качестве таких приемников используются
фотодиоды и вторично-электронные умножители (ВЭУ). ВЭУ пред-
ставляет собой фотоэлектронный умножитель, в котором роль фото-
катода выполняет первый динод. Приемники открытого типа обладают
высокой чувствительностью в области спектра короче 200 нм, и при
соответствующем выборе фотокатода их чувствительность быстро
падает с увеличением длины волны, что уменьшает ошибки измере-
ний, обусловленные влиянием длинноволнового излучения.
94
95
Рис. 69„ Спектральные характеристики фоторез и*
сторон:
/ сернисто-сиинцовых; 2 — селеинстоевиицовых; 3 —
германиевых
Из других типов фотоэлектрических
приемников в вакуумной ультрафиолето-
вой области используются кремниевые фо-
тодиоды, покрытые пленкой золота тол-
щиной ~10 нм. Подробные сведения о при-
емниках для вакуумной ультрафиолетовой
области приведены в книге [201.
Наряду с фотоэмиссиоиными прием-
никами в спектральных приборах нашли
применение приемники с внутренним фотоэффектом, главным об-
разом — фоторезисторы и фотодиоды.
Принцип действия фоторезистора основан на изменении электри-
ческой проводимости чувствительного слоя приемника при его
облучении, Спектральные характеристики фоторезисторов, приве-
денные на рис. 69, показывают, что применение этих приемников
наиболее целесообразно в ИК области спектра. Световые характе-
ристики линейны лишь в небольшой зоне, а их чувствительность
увеличивается с понижением температуры. Фоторезисторы обладают
малой массой и размерами, пониженным по сравнению с фотоэмис-
сионными приемниками напряжением питания. Постоянная времени
фоторезисторов составляет КГ2— 10”® с для чистых и 10”® -10”8 с —
для легированных полупроводниковых фоторезисторов.
Принцип работы фотодиода основан на возникновении под дей-
ствием энергии излучения электронно-дырочных пар, разделяемых
переходом и образующих фототок. Наибольшее распространение
получили кремниевые и германиевые фотодиоды. Более длинно-
волновую границу чувствительности имеют фотодиоды из сурьмя-
нистого индия и арсенида галлия (до Л = 4,5 -г-5,5 мкм).
Постоянная времени фотодиодов составляет Ю-6—-10”® с, а для
отдельных типов до 10”® с. Спектральные характеристики фото-
диодов представлены на рис. 70.
Интегральная чувствительность фотодиодов достигает значений
от 6—7 мА/лм”1 (кремниевые) до 25—30 мА/лм”1 (германиевые).
Из различных типов фотодиодов наиболее стабильные характери-
стики имеют кремниевые фотодиоды.
В целом характеристики фотодиодов (особенно в видимой области
спектра) незначительно уступают соответствующим характеристи-
кам ФЭУ. Кроме того, фотодиоды компактны, более виброустойчивы,
и их применение в спектральных приборах следует считать пер-
спективным.
В средней и длинноволновой ИК областях спектра используются
тепловые приемники излучения — термоэлементы, болометры, оп-
тико-акустические приемники и др.
Действие тепловых приемников основано на поглощении энергии
потока излучения и преобразования ее в тепловую энергию. ......
Рис. 70. Спектральные характеристики
фотодиодов:
/ — арсеиидо-галлиевых; 2 — кремниевых;
3 — германиевых; 4 — сурьмяно-индиевых;
5 — серебряио-нидиевых
Работа термоэлемента осно-
вана на явлении термоэлектричес-
кого эффекта, который состоит
в том, что при нагреве двух разнородных спаянных между собой
электродов вследствие разности температур между спаями воз-
никает термо-ЭДС, вызывающая в замкнутой цепи электричес-
кий ток.
Принцип действия болометра основан на эффекте, заключа-
ющемся в изменении электрического сопротивления чувствительного
элемента при нагревании его вследствие поглощения излучения.
Из двух типов болометров — с чувствительным элементом из металла
или полупроводника — более высокой чувствительностью обладают
полупроводниковые болометры.
Оптико-акустический приемник основан на поглощении излуче-
ния, вызывающего повышение давления в камере, что приводит
к прогибу тонкой металлической мембраны микрофона. В результате
деформации мембраны в микрофоне образуются электрические сиг-
налы.
Общим свойством указанных выше тепловых приемников яв-
ляется их неселективность, т. е. практическая неизменность спек-
тральной чувствительности. Это свойство приемников позволяет
выполнять измерения энергетических характеристик во всем спектре.
Так как тепловые приемники излучения могут быть проградуиро-
ваны, то с их помощью можно проводить измерения абсолютных
энергетических характеристик. Достоинством тепловых приемников
является также высокая линейность их световых характеристик.
Постоянная времени приемников ~2,2—40-10-2 с, чувствитель-
ность ~5—40 В/Вт.
Тепловые приемники, в принципе, можно применять в любой
области спектра, но при X < 1 мкм их чувствительность значительно
меньше, чем фотографических и фотоэлектрических. Однако при
измерении в средней и длинноволновой ИК областях в качестве
приемников потока излучения используют только тепловые прием-
ники.
В ПРС спектральных приборов находят применение также элек-
тронно-оптические преобразователи (ЭОП), в которых с помощью
электронного потока происходят преобразование спектра оптического
изображения из одной области в другую (чаще всего из инфракрасной
в видимую) и усиление яркости изображения. Спектральная чув-
ствительность ЭОП определяется чувствительностью фотокатодов
(аналогичных фотокатодам фотоэмиссионных приемников). Наи-
большее распространение в настоящее время получили миогощелоч-
ные катоды, спектральная характеристика которых смещена в ИК
область спектра.
4 Скоков И. В.	.

Разрешающая способность ЭОП достигает значений до 100 линий
на 1 мм, временное разрешение до 10"14 с. Коэффициенты яркости
многокаскадных ЭОП составляют около 10е, при сохранении раз-
решающей способности в многокаскадных ЭОП можно повысить
яркость изображения в 10® раз.
4. ЭЛЕКТРОННО-РЕГИСТРИРУЮЩИЕ УСТРОЙСТВА
И ИНДИКАТОРЫ
Электронно-регистрирующие устройства (ЭРУ) предназначены для
регистрации фототока, его усиления и преобразования к виду,
удобному для анализа спектральных линий.
В спектрометрах простейшее ЭРУ состоит из фотоумножителя
и индикатора (например, стрелочного прибора), измеряющего фото-
ток (рис. 71, а). Такая схема регистрации используется только для
достаточно сильных световых потоков. При малых потоках, а следом
вательно, и малых фототоках, необходим усилитель (рнс. 71, б).
При регистрации непрерывных сигналов используется усилитель
постоянного тока. Для измерения модулированного излучения при-
меняют синхронный детектор (ламповый или механический пре-
рыватель, синхронизированный с частотой модуляции), а усиление
осуществляется на переменном токе (рис. 71, в). Такие усилители
имеют высокую чувствительность при достаточно Малом дрейфе нуля.
Кроме прямого отсчета используется косвенный метод измерения
потока, основанный на его ослаблении и называемый нулевым
(рис. 71, г). Нулевой метод заключается в том, что при регистрации
эталонного потока индикатор устанавливается на нуль. Поток от
исследуемого излучения в общем случае дает отсчет индикатора,
отличный от нуля. Вводя иа пути потока светоослабляющее устрой-
ство, например фотометрический клин, и уменьшая с его помощью
световой поток, падающий на фотоприемник, до получения нулевого
показания на индикаторе, по перемещению предварительно про-
градуированного светоослабляющего устройства можно определить
Рис. 71. Схемы измерения фототоков
98
Рис. 72. Схемы суммирования фототоков с помощью накопительного конденсатора,
установленного перед или после усилителя
пропускание исследуемого образца. Кроме оптического ослабления
может быть использовано электрическое ослабление фототока путем
изменения коэффициента усиления устройства. Нулевой метод поз-
воляет понизить требование к стабильности усилителя н обеспечивает
высокую точность измерений.
Более точные результаты можно получить, используя компенса-
ционные схемы (рнс. 71, д), в которых сравниваются два потока из-
лучения от одного илн двух приемников.
При малых световых потоках задача прямого усиления фототока
становится сложной. Кроме того, вследствие возможной нестабиль-
ности источника (например, дуги или искры при эмиссионном ана-
лизе) необходимо брать среднее значение сигнала в течение длитель-
ной экспозиции, что приводит к вынужденному усреднению сигнала.
Перечисленные трудности можно устранить путем использования
электронных схем с суммированием фототока с помощью конденса-
торов (рис. 72). Сразу за приемником света (рис. 72, а) или после
предварительного усилителя (рис. 72, б) ставят накопительный кон-
денсатор, который заряжается фототоком в течение всей экспозиции-
После окончания экспозиции напряжение на конденсаторе измеряют
электрометром, на выходе которого подключен регистрирующий
прибор. Напряжение на конденсаторе пропорционально интенсив-
ности спектральных линий.
В квантометрах накопительные конденсаторы устанавливаются
в каждом канале и подключаются к соответствующим приемникам.
Одна из измеряемых линий служит так называемым внутренним
стандартом, остальные линии — аналитические. Накопление фото-
токов происходит одновременно во всех каналах. После выключения
источника излучения автоматически проводятся последовательное
измерение напряжений во всех аналитических каналах и их сравне-
ние с напряжением на конденсаторе в канале сравнения. Регистри-
рующий прибор (например, потенциометр) записывает последова-
тельно их значения, которые пропорциональны относительной ин-
тенсивности линий.
В спектрофотометрах используются регистрирующие системы
двух типов,, работающие по последовательной схеме (излучение из
монохроматора попеременно направляется то в канал сравнения,
то в канал с образцом) и по параллельной схеме (излучение из моно-
хроматора одновременно поступает в оба канала).
4*	99
Рис. 73. Структурные схемы ЭРУ спектрофотометров
В последовательной схеме (рис. 73, а) переменный сигнал от ФЭУ
(или другого фотоэлектрического приемника /) усиливается усили-
телем 2 и направляется на синхронный детектор 4, куда также по-
дается опорный сигнал от генератора опорного напряжения 3, ротор
которого вращается синхронно с прерывателем (модулятором) излу-
чения. Далее сигналы направляются на схему 5 получения отноше-
ния сигналов и регистрирующий прибор 6. Автоматический регуля-
тор усиления 7 осуществляет обратную связь с усилителем 2 и бло-
ком питания 8 фотоэлектрического приемника.
Достоинством ЭРУ, выполненных по последовательной схеме,
является использование одного ФЭУ и одного канала усиления для
обоих сигналов. Это дает возможность расширить динамический
диапазон измерений путем регулирования напряжения питания
ФЭУ или коэффициента усиления усилителя. Недостаток таких
ЭРУ — влияние нестабильности измеряемого излучения.
В параллельной схеме (рис. 73, б) на выходе фотоприемника /
получается сигнал постоянного тока, и в каждом канале приме-
няется свой приемник и усилитель постоянного тока 2. Сигналы
с выхода усилителей поступают на устройства 3 получения отноше-
ний и далее на регистрирующий прибор 4.
ЭРУ, выполненные по параллельной схеме, дают возможность
одновременно регистрировать излучение в обоих каналах и, следова-
тельно, устраняют влияние нестабильности источника излучения.
Их недостаток — наличие двух раздельных каналов усиления,
что не позволяет регулировать их усиление для расширения дина-
мического диапазона измерений.
Усиленный электрический сигнал поступает на индикатор, в ка-
честве которого в спектральных приборах используются электронно-
лучевая трубка (ЭЛТ), стрелочный прибор, самопишущие приборы,
устройства магнитной записи, цифропечатающие устройства.
ЭЛТ при своей достаточной простоте позволяют реализовать
частоту записи электронным лучом до 107 Гц. Однако невысокие
яркость свечения и чувствительность ограничивают в отдельных
случаях применение ЭЛТ или требуют значительного усиления
исследуемого излучения. Лучшие результаты дают ЭЛТ с накопле-
нием, которое кроме большей яркости и более высокого разрешения
дают возможность хранить информацию в течение длительного вре-
мени (~десяти минут).
В качестве индикаторов при регистрации низкочастотных изме-
нений сигнала в спектральных приборах используются самопишущие
Рис. 74. Искажение контура спектральной
линии прн сканировании спектра
приборы и осциллографы. Эти
индикаторы обладают невысокой
чувствительностью. Большое бы-
стродействие имеют устройства
магнитной записи электрических
сигналов (частоты записи порядка
104—10е Гц). Находят применение
также цифровые методы регистра-
ции электрических сигналов.
Рассмотрим искажения, вно-
симые ПРС
при сканировании спектра. За счет инерционности
ПРС при сканировании выходной сигнал спектрометра претерпевает
дополнительные искажения. Общее уравнение, описывающее изме-
нение интенсивности спектральной линии во времени, имеет вид [3]
F(t) = I (t) ф (0,
где / (/) — интенсивность спектральной линии на выходе моно-
хроматора; ф (0 — множитель, характеризующий изменение интен-
сивности за счет ее искажения ПРС. Принимается, что выходной
сигнал описывается кривой Гаусса.
Пусть а' — ширина спектральной линии на выходе монохрома-
тора, т — постоянная времени ПРС, v — скорость сканирования.
Зависимость между указанными величинами устанавливается с по-
мощью параметра искажения k:
k = 0,85 (a’/vt) =
где ta = a'lv — время, за которое сканируется одна спектральная
линия с шириной а'. Уменьшение коэффициента k соответствует
увеличению скорости сканирования; при k -> оо, ф -> 1, т. е. запись
линии длится бесконечно долгое время.
На рис. 74 показаны в общем виде возможные искажения линии
при k — 4 по сравнению с линией при k = оо, приводящие к сниже-
нию интенсивности, уширению линии и ее смещению. Для количе-
ственной оценки искажений вводятся коэффициенты е =
X = а"!а', т] = Д/а', связанные между собой следующими соотно-
шениями [3]: для
е — 1/х = 1 — 0,35/fe; т] — 0,85/*;
для k < 3
•	1/е = 0,83/* + 0,86; D/x = 0,83/* + 0,94;
т] = 0,21/* + 0,21.
В качестве оптимального соотношения при выборе скорости ска-
нирования принято
о ДХт|П/10т,
где AXmin — ширина наиболее узкой линии в изучаемом спектре.
101
При фотоэлектрической регистрации спектра вводится дополни-
тельно понятие временного разрешения (аналогичного понятию
спектральной разрешающей способности):
/?в =
из которого следует, что ширина зарегистрированной спектральной
линии не может быть меньше значения vt.
Если инерционность ПРС определяется ие электрическими пара-
метрами (емкостью, сопротивлением, индуктивностью), а как, на-
пример, в самопишущих приборах — временем пробега каретки, то
оценки искажений в спектре также можно найти по приведенным
выше формулам. При этом вместо т необходимо взять время про-
бега т' (обычно т = 0,24-1 с). Вносимые инерционностью ошибки
несколько увеличивают искажения, связанные с регистрацией.
РАЗДЕЛ III. СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ
.— и——и   irMtwHWMilllllllllll |||||||| hh^huhi——и  »—
Глава 8. ПРИЗМЕННЫЕ И ДИФРАКЦИОННЫЕ
ПРИБОРЫ
1. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРИЗМЫ
Спектральная призма представляет собой многогранник, выполнен-
ный из прозрачного материала, показатель преломления которого
зависит от длины волны, т. е. обладает дисперсией, характеризу-
ющей скорость изменения показателя преломления при измерении
длины волны.
Для изготовления призм используют материалы с большой дис-
персией, прозрачные для исследуемой области спектра, с высокой
оптической однородностью и изотропностью.
Спектральные призмы, предназначенные для вакуумной УФ об-
ласти, как правило, изготовляются из фтористого лития и фтори-
стого кальция. Для этих целей могут быть также использованы кри-
сталлы фтористого магния, фтористого бария, лейкосапфира и кри-
сталлического кварца.
Для Уф области спектра призмы изготовляют из природного
кристаллического кварца. Однако кварц обладает двойным луче-
преломлением и вращает плоскость поляризации. Кроме того,, при-
родные кристаллы больших размеров с достаточно высокой одно-
родностью встречаются редко. Поэтому разработана технология
выращивания искусственных кристаллов кварца. Призмы изгото-
вляют также из плавленого кварца, свободного от двойного луче-
преломления и достаточно однородного.
Основной материал для производства призм, используемых
в видимой и ближней ИК областях спектра, — оптическое стекло
типа флинт (марки ТФ-1, ТФ-3), обладающее высокой дис-
персией.
В средней и дальней ИК областях используются кристаллы,
выращиваемые в лабораторных условиях: каменная соль, фтористый
литий, фтористый кальций, бромистый цезий, иодистый цезий,
хлористобромистый таллий КРС-6, иодистобромистый таллий КРС-5
и др.
В дальней ИК области вновь становятся прозрачными стекло,
кварц и другие материалы, непрозрачные для средней ИК области,
однако дисперсия их весьма мала, и для изготовления призм они
практически не используются.
На рис. 75 представлены зависимости от длины волны коэффи-
циентов преломления некоторых материалов, из которых изгото-
вляются призмы.	'	'
!..ш
Рис. 75. Зависимость ко-
эффициентов преломления
некоторых оптических
материалов, используе-
мых для изготовления
призм:
1 — тяжелый флинт; 2 —
кристаллический кварц;
3 — каменная соль; 4 —
крон;5 —сильвин; 6 — пла-
вленый кварц; 7 ~~ флюо-
рит
В спектральном приборе призму устанавливают так, чтобы
линия пересечения ее преломляющих граней (преломляющее ребро)
была параллельна щели. Ход лучей в плоскости главного сечения
призмы (плоскость, перпендикулярная ребру призмы и проходящая
через ее середину) ясен из рис. 76. Обозначим через 81 и углы
падения луча на призму и выхода луча из нее, ej — угол преломле-
ния луча на первой грани, s2 — угол падения луча на вторую грань,
Ф — угол отклонения (образован направлениями падающего на
призму и выходящего из него лучей), 9 — преломляющий угол
призмы. Как следует из рис. 76,
ф “|“ 82 — (1?1	82) i	(^2)
О 8j 82’,	(43)
sin е[ == n sin ei; sin 82 = п sin82;	(44)
(р 81 —82 — 9'	(46)
Угол отклонения ф при увеличении преломляющего угла 9
и показателя преломления п увеличивается до тех пор, пока не
Рис. 76. Ход лучей в главном сечении
призмы
Рис. 77. Аппаратная функция призмы:
В — ширина лучка; |3 — угол дифракции
104
достигнет некоторых предельных значений, при которых наступает
полное внутреннее отражение на второй грани призмы, и луч из
призмы не выходит. Считая в частном случае sin ei = sin 82 = 1,
получим, что максимальное значение sin е[ и sin е2 будет равно 1.
Так как 81 = 82 = arcsin (1/п), вшах = 2arCsin (1/п). При п = 1,5=
-е-1,8 значения 0тах составляют ~ 84—67°. Обычно угол 0 выбирают
меньше, чем 0тах- Как правило, 0 -= 60°.
Поскольку в призмах используются материалы с нормальной
дисперсией (показатель преломления, как видно из рис. 8, б, воз-
растает с уменьшением длины волны X), то коротковолновое излуче-
ние сильнее отклоняется призмой, чем длинноволновое.
Из системы уравнений (42)—(45) можно получить условие, когда
<р = фтш- Это имеет место при 81 = 82 = во, т. е. при симметричном
ходе*луча через призму, когда выполняются следующие соотно-
шения:
•	>0.0 "4“ ф	/д
S1H 80 ~ п Sin -у = Sin-у-	(4о)
и
Фтш = 2 arcsin ( /г sin —) — 9.	(47)
Выражение (47) дает возможность рассчитать угол наименьшего
отклонения, если известен показатель преломления материала
призмы п и ее преломляющий угол 0.
При установке призмы в положение минимума отклонения лучей
можно получить наиболее качественные спектры, добиться макси-
мальной теоретической разрешающей способности и устранить астиг-
матизм, а также избежать углового увеличения призмы у > при
котором рост дисперсии сопровождается уширением изображения
щели. Для 9 = 60° и п 1,6 угол (pmln 46°.
Аппаратная функция. Она характеризует распределение интен-
сивности света по углам на выходе из призмы при падении на нее
параллельного пучка монохроматического света. В призменных
приборах искажение истинного контура спектральной линии опре-
деляется главным образом явлением дифракции, поэтому АФ будет
иметь вид дифракционной кривой (рис. 77), определяемой выраже-
нием
где /0 — интенсивность падающего на призму света; В — ширина
падающего пучка; р — угол отклонения дифрагированного луча
относительно падающего.
При р = 0 будет наблюдаться главный дифракционный макси-
мум, равный /0} первый дифракционный минимум будет при лВр/Х =
— л. Побочные максимумы m-го порядка наблюдаются при лВр/Х =
(пг + 1) п, их интенсивность /т = /0
п I2
105
находим
(49)
(50)
(51)
угловой
перепи
106
107
К1 — »2 sin2 (0/2) ’
(48) получим выражение для
^6Х.
ал
Положив, что 6'0 — 60, и учитывая выражение (54) для угловой
дисперсии, получим
- 4 - 'у.	<55>
Sin ----
„___ sm 84 __	2
sin ea sin (0/2)
Дифференцируя выражение (49) по ф, получим
& ___	2 sin 0/2 dn
Р /l - n2 sin2 (6/2) ~dk ‘
Так как n sin (9/2) = sin e0, то выражение (52) можно
сать в виде
Интенсивности в последовательных дифракционных максимумах
относятся как 1 : (4/9)2 : (4/25)2 : (4/49)а и т. д. Ширина области Ар,
охватываемая главным дифракционным максимумом, равна 2Х/В.
Интенсивность первого побочного максимума Д = /0 ~|-л2	0,О4/0,
т. е. составляет 4 % интенсивности главного максимума.
Угловая дисперсия. Эта характеристика призмы представляет
собой производную угла отклонения ср по длине X. Учитывая, что
угол ср есть функция (через показатель преломления п), угловую
дисперсию призмы можно представить в следующем виде:
D^** = *!L*L	(48)
р пл дп dX	v '
где сомножитель д(р/дп — безразмерная величина, определяемая
ходом луча через призму и являющаяся функцией преломляющего
угла 9, показателя преломления п и угла падения Sj на первую грань.
Для положения призмы в минимуме отклонения угол падения
ei ~ е2 — Со, следовательно, из соотношения (45) вытекает, что
Ф 2е0 — 9 и е0 = (ср + 6)/2. Учитывая соотношение (43),
cos -.'А—
дп _ ________2
дф 2 sin (0/2)
Имея в виду, что sin2 (ф + 9)/2 + cos2 (ф + 9) ~ 1
или cos (<р + 0)/2 •-=	1 — Sin2 ,
и учитывая соотношение (46), запишем
д(р __________________________	2 sin (0/2)
дп
откуда с учетом формулы
дисперсии:
Dp == (2/n) tg е0 (dn/dty.	(53)
Из рис. 78, а видно, что для положения минимума отклонения
справедливы следующие соотношения: cos е[ = B/t> sin go =
гд$ В == Вг = B2 — ширина падающего на призму и выходящего
из нее пучка; t — длина основания призмы. Следовательно,
Dp = (tIB) (dn/dk).	(54)
Таким образом, угловая дисперсия призмы зависит от дисперсии
материала, длины основания и площади сечения светового пучка.
Производная ду/дп, как следует из формулы (51), зависит от п,
и, следовательно, она изменяется с длиной волны. Так как для всех
известных прозрачных материалов зависимость показателя прелом-
ления п от К нелинейная, угловая дисперсия призмы в различных
участках спектра имеет различные значения, наибольшие — в ко-
ротковолновой области.
Из приведенного рассмотрения следует, что в целях получения
большей угловой дисперсии целесообразно использовать призмы
с большим углом 0. Чем больше угол 6, тем меньше материала идет
на изготовление призмы с заданной длиной основания. Поэтому на
практике стремятся к обеспечению преломляющего угла призмы,
близкого к предельному. Увеличение длины основания t при фикси-
рованном угле 0 не вызывает увеличения угловой дисперсии, так как
с ростом i пропорционально возрастает ширина выходящего из
призмы пучка В.
Теоретическая разрешающая способность. Для вычисления тео-
ретической разрешающей способности необходимо воспользоваться
критерием Рэлея (см. п. 3 гл. 3), в соответствии с которым угловой
предел разрешения бр = МВ.
Пусть на призму, установленную в положение минимума откло-
нения, падает пучок лучей, содержащий излучение с длинами волн
Ji и Ji + Угловое расстояние между направлениями на главные
максимумы


Выражения (54) и (55) устанавливают связь между теоретической
разрешающей способностью и угловой дисперсией D^:
Из формулы (55) следует, что разрешающая способность зависит
только от длины основания призмы и дисперсии материала н не за-
висит от преломляющего угла. Однако, чем больше угол 0, тем
выше угловая дисперсия призмы, а следовательно, легче реализо-
вать ее практическую разрешающую способность.
Угловое увеличение. Из формул (42)—(45) следует, что при фик-
сированных значениях преломляющего угла 0 и показателя пре-
ломления п материала призмы угол ei преломления луча на второй
грани будет изменяться на величину Аег при изменении на Aei
угла ех падения луча на первую грань. В общем случае Ае^ =/= Aei,
а величина у = Aea/Aei будет характеризовать угловое увеличение
призмы. Угловое увеличение определяется в виде
cos е, cos е2	/г~
у =-----i-----	(57)
cos £] cos е2 •
Физический смысл углового увеличения заключается в том, что
угол т] входящего в призму пучка в общем случае не равен углу ф
выходящего из призмы пучка (рис. 78, б).
Для положения минимума отклонения ej = еа = е0, поэтому
у = 1. При ej < е0 значение у > 1, ширина пучка cd — В2 (рис. 78,6)
после выхода из призмы меньше ширины падающего пучка ab = Ви
при е2 > е0 — наоборот.
Угловое увеличение можно также выразить как отношение ши-
рины падающего пучка ab = Вг к ширине вышедшего из призмы
пучка cd = В2 (рис. 78, в), т. е.
Таким образом, угловое увеличение призмы численно равно сжа-
тию волнового фронта при прохождении его через призму. Важно
отметить, что при заданных параметрах призмы — дисперсии ма-
териала dn/dX и преломляющего угла 0, угловое увеличение оказы-
вается функцией углов преломления ej и ei, которые в данном случае
полностью определяются углом падения луча ех на первую грань.
Уменьшение угла падения приводит наряду с увеличением диспер-
сии к возрастанию углового увеличения. В этом случае рост диспер-
сии сопровождается расширением спектральных линий (т. е. расши-
рением изображения входной щели спектрографа).
Астигматизм и кривизна спектральных линйй. Если на призму
падает широкий пучок лучей, причем эти лучи не параллельны пло-
скости главного сечения призмы, то преломление луча в плоскости,
перпендикулярной его главному сечению, аналогично преломлению
луча в плоскопараллельной пластинке; направление хода лучей
при этом не изменяется в отличие от хода лучей в плоскости главного
сечення. Вследствие различного преломляющего действия призмы
в двух взаимно перпендикулярных сечениях будет иметь место:
астигматизм спектральных линий.
108
r'i i i :i in libill;
I!;!;:

IIIIIIIIII1II1II1IIHI1II
5)
Рис, 79. Вид спектральных линий в фокальной плоскости камерного объектива
Астигматизм проявляется в том, что какая-либо точка входной
щели будет изображаться в виде отрезка прямой длиной А/i, вытя-
нутого в направлении, перпендикулярном направлении дисперсии,
при этом
A/z==±_lLAz),	(59)
где /2 — фокусное расстояние камерного объектива; D — диаметр
объектива; г — расстояние от источника света до призмы.
Из выражения (59) следует, что астигматизм призмы отсутствует
ПрИ у 1, т, е. при установке призмы в положение минимума от-
клонения. При г оо, т. е. при параллельном пучке, астигматизм
также обращается в нуль, так как все лучи пучка падают на призму
и выходят из нее под одним и тем же углом, и, следовательно, изобра-
жение светящейся точки будет точкой независимо от размеров призмы
и угла падения на нее.
За счет того, что пучки лучей из точек щели, не лежащих в мери-
диональной плоскости (т. е. горизонтальной плоскости симметрии,
перпендикулярной направлению щели), проходят через призму
вне плоскости главного сечения и образуют с ним небольшие углы,
изображения спектральных линий оказываются искривленными
(рис. 79, а). Выпуклость изображения направлена в сторону длинно-
волновой области спектра. Прямая выходная щель изображается
в виде дуги, которую можно приближенно считать параболой с ра-
диусом р в вершине и кривизной [3]
1 _ п* 1 sin 0
Р nf'2 cos е cos 80
а для положения минимума отклонения
1	ntgeo	(б0)
Р	П f %
Из формулы (60) видно, что кривизна спектральных линий умень-
шается с увеличением при 2 м она практически не имеет
значения.
Для уменьшения астигматизма и кривизны спектральных линий
призму устанавливают в положение минимума отклонения. Для
обеспечения параллельного пучка лучей используют ахроматизиро-
ванные коллиматорные объективы и компенсируют искривление
линий применением искривленных щелей. Последний прием позво-
ляет скомпенсировать кривизну только для одной длины волны,
как правило, для средней части спектра (рис. 79, б).
109

Потери света в призме. Эти потери складываются из потерь на
поглощение, отражение и поляризующее действие призмы.
Потери на отражение при преломлении рассчитывают по форму-
лам Френеля; коэффициент пропускания тр определяется в виде
Tp==^[(l__Pp)2 + (1„.ps)2L	(61)
где рр и ps — коэффициенты отражения на первой грани призмы
при падении световых колебаний, электрический вектор которых
параллелен плоскости падения (т. е. перпендикулярен преломля-
ющему ребру призмы) и перпендикулярен плоскости падения (па-
раллелен ребру призмы) соответственно. Потери на отражение воз-
растают с увеличением преломляющего угла 0 и показателя пре-
ломления материала призмы п.
Потери света за счет поглощения подчиняются экспоненциальному
закону т (х) — е.-°х, где а — показатель поглощения вещества,
определяемый как натуральный логарифм величины, обратной про-
пусканию слоя единичной толщины; х — толщина слоя.
Коэффициент пропускания поглощающей призмы
т - 1 [ e~ojedx —	('62’1
тп - ti _ ti J е ах -	W
t 1
где 4 и — наименьшая и наибольшая длины путей света в призме.
Для положения минимума отклонения = 0 и 4 имеем
I - Т (/)
Тп =-----	(63)
Общее пропускание призмы
т = Тр тп.	(64)
Поглощение существенно различно для разных длин волн, а по-
тери на отражение медленно увеличиваются с ростом длины волны
вследствие уменьшения показателя преломления.
Дисперсия, разрешающая способность и кривизна линий системы
призм. Для двух призм, установленных в положение угла наи-
меньшего отклонения, общая дисперсия
Dp = (Z)p)i + (Op)s-	(65)
Если вторая призма установлена вне минимума отклонения, то
суммарная дисперсия
(О₽)х = Ys P₽)i + (D^,	(66)
где Y2 — угловое увеличение второй призмы.
Для k последовательно расположенных призм по аналогии с фор-
мулой (66) можно записать выражение для суммарной угловой
дисперсии в виде
k	k
(ЯР)г = £ (ОДПуь	(67)
где — угловая дисперсия каждой призмы.
но
Если призмы изготовлены из одного материала и преломляющие
углы Qj, углы падения (е3), одинаковы, то увеличения у, равны между
собой. Следовательно,
1
(Dp)2 = (tyh S V	(68)
/=о
Очевидно, что если лучи проходят через все призмы в минимуме
отклонения, то
(D$s == k (D₽)v	(69)
Теоретическая разрешающая способность системы k призм по
аналогии с выражением (56) может быть представлена в виде
(Я,)х = (B2)fe (Dp)z.	(70)
Так как
(В2)к = П Yi	(71)
Г-Н
то на основании выражений (67), (70) и (71), имеем
(Кт)х =* f (В2)} (D$}.	(72)
/=1
Для случая, когда все призмы изготовлены из одного материала,
преломляющие углы 0; и углы падения (ех); одинаковы, значения
(Dp); равны между собой. Тогда с учетом того, что (Вг); = (B%)Jyi,
получим
*-1
(/?.,)s = (Я,.)! S у "Л	(73)
/=0
Очевидно, что при у (RT)x — (^т)г	(74)
Выводы о дисперсии и разрешающей способности для системы
последовательно расположенных призм справедливы для спектраль-
ных приборов, в которых используется многократное прохождение
света через одну и ту же призму.
Отметим, что в рассмотренных выше случаях угловое увеличение
системы k призм для положения минимума отклонения определяется .
выражением
Таким образом, увеличение можно определить по ширине сече-
ния пучка на входе н выходе системы призм.
Если спектральный прибор содержит несколько призм, установ-
ленных в положение минимума отклонения, то кривизна изобра-
жения равна сумме кривизн, вызываемых всеми призмами. Если
призмы установлены вне минимума отклонения, то для определения
суммарной кривизны изображения следует учитывать угловое уве-
личение призм.
Некоторые типы
Рис. 80.
призм
е)
призменных систем. В
призм
и
для
приборах
призмы разме
Некоторые типы
видимой области спектра используются стеклянные
рами 1—30 см. Наиболее распространенный размер призм t =
4~~-8 см.
Наиболее часто используют призмы с преломляющим углом 60°
или несколько отличающимся от него. В автоколлимационных
схемах находят применение автоколлимационные призмы с углом
30° и зеркальной гипотенузной гранью. Пучок лучей при этом дис-
пергирует на призме дважды, что эквивалентно использованию
призмы с углом преломления 0 — 60°.
Кроме отдельных призм в спектральных приборах применяют
диспергирующие системы из нескольких склеенных призм.
Специальные призмы и призменные системы предназначены для
решения следующих основных задач: увеличения преломляющего
угла, обеспечения определенного направления выходящего луча по
отношению к входящему в призму, обеспечения положения мини-
мума отклонения призмы при ее вращении, увеличения угловой
дисперсии.
Призма Резерфорда. Призма состоит из двух одинаковых боко-
вых призм (рис. 80, а) с небольшим преломляющим углом, между
которыми находится основная призма с большим углом 9. Боковые
призмы сделаны из стекла, дисперсия которого значительно меньше,
чем дисперсия стекла центральной призмы. Их назначение — уве-
личение предельного преломляющего угла центральной призмы.
Полное внутреннее отражение наступит от второй грани призмы
при условии 0тах — 2 arcsin (n0/n), где л0 — показатель преломле-
ния боковых призм, п — показатель преломлеиия центральной
призмы.
Если боковые призмы изготовлены из стекла К = 8 (п0 ~ 1,51),
а центральная — из стекла ТФ-5 (п ~ 1,75), то 0П1ах 120°. Одно-
временно вследствие уменьшения угла падения и угла выхода света
'iiiijiiiiiijiiiitihiii
из призмы уменьшаются потери на отражение и увеличивается
щадь сечения пучка. Призма Резерфорда дает возможность получать =’;;;=;’==|;=|||.
дисперсию в 1,5 — 2 раза большую, чем обычная призма из того
стекла. При заданной дисперсии потери на отражение у одиночно1:^::^;5?8|-

призмы больше, но при той же ширине пучка длина хода лучей
в склеенной призме больше, чем в одиночной, что увеличивает све-
товые потери. Это особенно ощутимо в фиолетовой области спектра,
где поглощение стекла из тяжелых флинтов уже заметно.
Призма прямого зрения Амичи. Призма состоит из трех склеен-
ных призм со значительно различающимися дисперсиями (рис. 80, б),
причем средняя призма — из флинта, а боковые — из крона. Призмы
подбирают таким образом, чтобы угол отклонения для средней части
спектра был равен нулю. Излучение более коротких длин волн от-
клоняется в сторону основания средней призмы, более длинновол-
новое — в сторону ее вершины. Призма Амичи не обеспечивает
столь высокую дисперсию, как призма Резерфорда. Вследствие боль-
шой длины хода луча в призме Амичи поглощается больше света,
чем в одиночной призме. Это обусловило ограниченное распростра-
нение призмы Амичи: ее используют, например, в малогабаритных
спектроскопах, а также в тех спектрографах небольшой дисперсии,
когда по конструктивным соображениям необходимо обеспечить
совпадение осей коллиматорного и камерного объективов.
Призма Корню. Основным материалом для призм, работающих
в УФ области спектра, является кристаллический кварц. Однако
оптическая анизотропия этого материала осложняет изготовление
и применение таких призм. Поэтому призмы из кристаллического
кварца изготовляют таким образом, чтобы избежать влияния двой-
ного лучепреломления и оптической активности кварца на качество
спектра. Наиболее распространенным типом призм, используемым
для УФ области, является призма Корню. Она состоит из двух пря-
моугольных призм с преломляющим углом около 30° (рис. 80, в),
вырезанных таким образом, чтобы луч, идущий параллельно осно-
ванию (в условиях минимума отклонения для совокупности обеих
призм), распростраиялся вдоль оптической оси кристалла. Призмы
изготовляют из право- и левовращающего кварца; кристаллографи-
ческие оси кристалла ориентируют параллельно основанию призм.
В результате этого вращения плоскости поляризации не происходит.
Однако лучи, идущие под углом к оси, испытывают двойное луче-
преломление. Вращение плоскости поляризации для таких лучей
также не скомпенсировано. В автоколлимационной установке эффект .
вращения плоскости поляризации компенсируется, поэтому здесь
может быть применена полупризма, изготовленная из кварца любого
сорта.
Рассмотрим некоторые призмы и системы призм постоянного
отклонения. Как было указано выше, оптимальной установкой
призмы является такая, при которой отклоняющий угол имеет ми-
нимальное значение. При сканировании спектра, которое, как
правило, осуществляется поворотом призмы или призменной системы,
необходимо обеспечить постоянство углов отклонения для всех
длин волн. Это достигается применением специальных призм, систем
призм и комбинаций призма — зеркало.
Призма Аббе. Эта призма как бы состоит из трех призм
(рис. 80, г), из которых две — диспергирующие призмы с преломля-
ющим углом 30°,
.i;iiiiijihihiiEiiii:
81. Призменные
Рис.
системы некоторых ти-
пов
а третья — сорокапятиградусная призма полного
внутреннего отражения, поворачивающая лучи на угол 90°. При
установке призмы в положение наименьшего отклонения лучи света
проходят параллельно основанию тридцатиградусных призм. В усло-
виях минимума отклонения углы входа луча в призму и выхода из
нее равны по абсолютной величине, но противоположны по знаку.
Следовательно, угол отклонения составляет 90°. Угловая дисперсия
призмы равна угловой дисперсии шестидесятиградусной призмы.,
При изготовлении призмы Аббе требуется высокооднородный
материал, что для большого стеклянного блока выполнить трудно.
За счет большой длины хода луча призма имеет большой объем и"
массу. Кроме того, свет, рассеянный4 гранями призм полного вну-
треннего отражения, приводит к загрязнению спектра. Поэтому
призма Аббе часто выполняется склеенной из трех призм (рис. 80, <Э).
Для уменьшения поглощения крайние призмы выполняют из стекла
с большой дисперсией, а среднюю призму, в которой практически
не происходит дисперсии, — из прозрачного кронового стекла»
Иногда для кварцевой призмы Аббе вместо призмы полного внутрен-
него отражения используют зеркало.
Призма Литтрова. Часто, в особенности для больших приборов,
вместо призмы Корню применяют автокодлимационную призму,
которая представляет собой комбинацию одной половины призмы
Корню с зеркалом (рис. 80, е). В призме Литтрова компенсация
вращения плоскости поляризации происходит, как и в призме Корню,
однако потребность в дорогом материале уменьшается вдвое. Для
видимой области спектра призмы такого типа изготовляются из
стекла.
Система Ферстерлинга (рис. 81, а). Система состоит из двух
одинаковых равносторонних призм и расположенной между ними
114
Рис. 82. Призменно-зеркальные системы Водсворта
призмы Аббе. Все призмы установлены в условиях минимума откло-
нения. При сканировании спектра работа призм в минимуме
отклонения обеспечивается согласованным поворотом всех призм.
Система характеризуется постоянным углом отклонения. При уста-
новке зеркала после призмы получается система, эквивалентная
шестидесятиградусным призмам.
Автоколлимационная схема (рис. 81, б). По своим оптическим
свойствам автоколлимациоиная схема эквивалентиа трехпризмен-
ной системе Ферстерлинга, но более компактна.
Система Юнга—Толлона, Эта система представляет собой две
полупризмы, повернутые катетными или гипотенузными гранями
к объективам коллиматора и камеры (рис. 81, в, г). Лучи, проходящие
систему симметрично, всегда удовлетворяют условию минимума
отклонения. При сканировании обе полупризмы поворачиваются
друг относительно друга на небольшой угол.
Системы Водсворта. Комбинации призмы и зеркала, жестко
соединенные друг с другом, дают системы с постоянным углом от-
клонения ф — л — 2а (рис. 82, п), ф = 0 (рис. 82, б) и ф “ л/2
(рнс. 82, в). Для того чтобы луч, отраженный от зеркала, не сме-
щался вдоль него при сканировании спектра, необходимо обеспе-
чить условие: ось вращения О должна проходить через вершину
угла а.
2. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ДИФРАКЦИОННОЙ
РЕШЕТКИ
Дифракционная решетка является диспергирующим элементом, в ко-
тором разложение света на монохроматические составляющие осно-
вано на интерференции множества дифрагированных лучей света.
Различают решетки, работающие на пропускание — прозрачные
решетки, и на отражение — отражательные. По форме поверхности
заготовки, на которую наносят вызывающие дифракцию элементы,
решетки делят на плоские и вогнутые.
Прозрачная решетка (рис. 83) представляет собой совокупность
параллельных равноотстоящих друг от друга щелей в непрозрачном
экране. Такая решетка называется амплитудной, так как плоскость
115
Рис. 83. Геометрические соотноше-
ния при прохождении лучей через
прозрачную дифракционную ре-
шетку
каждой щели совпадает с пло-
скостью решетки, и, следо-
вательно, не возникает раз-
ности фаз при прохождении
плоской волны через ре-
шетку . Дифрагированные на каждой щели лучи интерферируют
между собой (рис. 83), образуя максимумы в тех направлениях,
для которых разность хода лучей Д2 — Aj тк, где т — целое
число; d sin а — разность хода между падающими на решетку
лучами; Д2 = d sin р — разность хода между дифрагированными
на решетке лучами. Следовательно,
тк = d (sin р — sin а),
(75)
где d — постоянная (период) решетки, равная сумме ширины j
щели Ь и промежутка между щелями а; а — угол падения (угол |
между направлением падающего луча и нормалью к решетке JV);
Р —угол дифракции (угол между направлением дифрагированного
луча и нормалью к решетке).
Выражение (75) представляет собой основное уравнение прозрач- J
ной решетки. Максимумы, удовлетворяющие условию (75), назьь ]
ваются главными. Как следует из уравнения (75), угол дифракции 5
зависит от длины волны, и дифракционная решетка дает простран- |
ственное разделение лучей с различными длинами волн, т. е. разла- j
гает излучение в спектр.	J
В настоящее время прозрачную дифракционную решетку прак-
тически не используют в спектральных приборах, так как ее рабо- ;
чий диапазон ограничивается прозрачностью материала подложки, -
а дифрагированное излучение концентрируется, как будет показано ч
ниже, в нулевом порядке спектра (т 0), что не всегда приемлемо.
Отражательная решетка (рис. 84) представляет собой совокуп- ••
ность равноотстоящих друг от друга параллельных штрихов — ка-
навок. Отражающим элементом является грань шириной Ь. Форма
штрихов может быть прямоугольной (рис. 84, а), когда плоскость
рабочей грани параллельна плоскости решетки, или профилирован- :
ной, чаще всего треугольной (рис. 84, б), когда плоскость рабочей
грани образует с плоскостью решетки некоторый угол 6. Из расч^||
смотрения рис. 84, а и б видно, что условие максимумов определяется ч
выражением	...
ink = d (sin р + sin а),
т. е. отличается от выражения (75) для прозрачной решетки только
знаком.
Непрофилированная решетка также относится к амплитудным .
решеткам, в то время как профилированная решетка является
фазовой, Дополнительная разность хода, приводящая к изменению •;
- ( л	Л i 'HPiiihiiiihi
Но	. /чЧЧ

Рис. 84. Геометрические соотно-
шения при отражении лучей от
дифракционных решеток
разности фаз, а следова-
тельно, и интенсивности
в данном порядке спектра
(т. е. перераспределению
интенсивности между глав-
ными максимумами), до-
стигается варьированием
угла 6 (рис. 84, б) между
плоскостями грани штри-
ха и решетки.
Возможность перерас-
пределения интенсивности
в главных максимумах по-
зволяет при определенном
угле падения сконцентрировать все излучение в спектре одного
порядка. Поэтому отражательные решетки с профилированной фор-
мой штриха называют часто концентрирующими или блестящими,
чго связано с получением максимальной интенсивности дифрагиро-
ванного света в направлении луча, зеркально отражеиного от
рабочей грани.
Найдем соотношение между углами а, р и 6 (рис. 85). Проведем
нормаль N' к грани штриха б. Очевидно, что угол между норма-
лями W и N' будет равен углу профиля — углу наклона грани 6.
Через (р обозначим угол между направлением падающего луча и
нормалью N', через ф — угол между нормалью ЛГ и направлением
дифрагироваиного луча. Будем считать положительными углы,
откладываемые по часовой стрелке от нормали, и отрицательными —
углы, откладываемые против часовой стрелки.
Следовательно, из условия зеркального отражения от зеркальной
грани, т. е. ф = —ф, получим —р + б = а — б, откуда
б - (а + р)/2.
(77)
Таким образом, как следует из формулы (77), за счет изменения
угла профиля б, называемого углом блеска, можно обеспечить на-
правление дифрагирован-
ного света (т. е. выбрать
угол р), соответствую-
щее рабочему порядку
спектра.
Рис, 85. Соотношения между
углами в профилированной
дифракционной решетке:
h-~ высота ступеньки решетки; Д зю
~	™ длина на резанной части;
ЛЧ — число штрихов на 1 мм
117
Рис. 86. Геометрические соотноше-
ния при отражении лучей от ди-
фракционной решетки с двумя зер-
кальными гранями
В распространенном на
практике случае, когда диф-
рагированная волна распро-
страняется навстречу падаю-
щей, т. е. а = р ==6 (автоколлимационная установка решетки), ус-
ловие образования главных максимумов (76) принимает вид
2d sin 6 = тк,	(78)
а порядок дифракционного спектра, в котором должен наблюдаться
свет с максимальной интенсивностью исследуемой длины волны 10, i;ij
определяется формулой
т = (2d sin б)/Х0.	(79)
Одним из вариантов плоской дифракционной решетки является
решетка с прямоугольными штрихами, имеющими две рабочие зер- 'Ж
кальные грани [А. с. 673864 (СССР)]. Решетка устанавливается щ
таким образом (рис. 86), что падающее на нее излучение последе-
вательио отражается от каждой из двух граней штриха.
Каждый штрих такой решетки работает как уголковый отража- ..i;m
тель, что позволяет совместить направление зеркального отра-
жения от решетки, соответствующее максимальной энергии дифра-
высокои
тированного излучения, с направлением из центра решетки на центр
объектива, изображающего спектр для любых углов дифракции
в интервалах 0—6j и 0—Следовательно, в спектрографе с такой
решеткой в «блеске» может быть получена любая длина волны в /м»М=
порядке, удовлетворяющая соотношениям
п -л -- 2d sin 6) n ,	, 2dsin6a1
m т ’	т т
для левых и правых порядков спектра соответственно.
В результате этого область длин волн излучения с
интенсивностью значительно расширяется, что и позволяет periisaJB
стрировать заданную спектральную область при различных
дифракции в разных порядках спектра, т. е. получать спектры с рИтмим;
личной дисперсией.	
В спектрографии находят применение голографические решеткМййй
Голографическая решетка представляет собой зарегистрированн^Ы^ч
на специальном светочувствительном слое интерференционную ка)НД
тину (голограмму), образованную двумя параллельными лазерными!аай“
пучками и имеющую вид системы строго параллельных поЛ(Ж®|[||
Расстояние между полосами зависит от взаимного расположен'й|!|;щ!|
пучков и длины волны. Голографическая прозрачная решетка ЯЙН1
ляется амплитудной и работает на пропускание. Профиль решетжШзНЗ
близок к синусоидальному. Специальной обработкой фотоэмулЙ1(а||
сией решетку можно превратить в рельефную и затем покрыть отр^д"
жающим	слоем (рис. 87).	"'iibiSI
I I ft	ill	I!
1 1 О	!!;riiiiii
Рис. 87. Профиль голографической
дифракционной решетки
Рис. 88. Геометрические соотноше-
ния при отражении лучей от вогну-
той дифракционной решетки
Отметим некоторые особенности голографических дифракцион-
ных решеток. Они работают в первом порядке дифракции, а их
эффективность достаточно велика только для длин волн, сравни-
мых с периодом решетки d. Основным преимуществом голографиче-
ских дифракционных решето^ является принципиальное отсут-
ствие у них искажений спектра (так называемых «духов»), обуслов-
ленных технологическим процессом нарезания решеток.
Вогнутая дифракционная решетка представляет собой, как
правило, сферическое металлическое зеркало, на вогнутой поверх-
ности которого нанесены резцом штрихи. Такая решетка обладает
свойством фокусировать дифрагированные пучки. Для этого необ-
ходимо (рис. 88), чтобы решетка 1, входная 2 и выходная 3 щели
располагались на окружности, радиус которой вдвое меньше
радиуса кривизны R решетки (так называемый круг Роуланда;
вогнутые решетки, как будет показано ниже, могут располагаться
и вне круга Роуланда).
Условие главных максимумов, как и у плоской отражательной
решетки, определяется выражением
mk = d (sin р + sin а),
а уравнение вогнутой решетки имеет вид
COS Р _ „
— О.
cos2 a	cos а . cos2 (J
__ _	। _
(80)
Из рис. 88 видно, что если входная щель прибора находится
на окружности диаметром R, проходящей также через решетку,
то для нее
г = R cos а.	(81)
Подставляя соотношение (80) в уравнение (76), получим
Г Г I COS2 Р COS Р Л
~R* ~ ~R*	R~ ~ U ’
откуда
S - Ясозр.	(82)
Из выражений (81) и (82) следует, что щель и ее изображение
находятся на одной и той же окружности.
Таблица 11
Вид решетки	Размер штрихованной части, мм			Число штрихов на 1 мм		Угол	" блеска, °	:И| Я| ЛЯ IDB 1 и н ml У В м IIIIIHBUlifij?
На слоях алюминия, на- несенных на заготовку из стекла	40X 30, 50X 40, 60X 50, 80 X 70, 100X 900			100—2400		il 2—60 ;|	
	100X45 120X60 150X100, 200X120 250X200, 300X200 130X120 150X140 200X180	;			300—2400 75—2400 75—300 75—600 100—1800 100—1200 100—600			
Эшелетты на металличе- ских заготовках	50X50, 70X70 100X100, 150X150			2—100		5—40	
	200X200, 250X250 300X300			2—50			
Примечание, Первый сомножитель — ширина заштрихованной части, второй —	. длина штриха. 	 	 . 	 											
Таблица 12 i							
Вид решетки		Радиус кривиз- ны, мм	Размер заштрихо- ванной части, мм		Число штрихов на I мм	Угол блеска, □	
На слоях алюминия, нане- сенных на заготовку из стекла		250 500 1000 1995 2992	40X30 50X40 60X50 80X50 100X60		300—2400	Н' 2—60 :  1 : ':7	
		6026	140X70		300—1200		
Нарезанные непосредствен- но на стекле		500 1000 1995 2992	18X30, 50X40 18X30, 28X30, 50X40 28X30 70X25		300—1200	1—5	’|	
Примечание. Первый сомножитель — ширина заштрихованной части, второй -* длина штриха.							
120	1|Н| Illi							
Кроме сферической вогнутой решетки используются решетки
асферической формы — тороидальная и эллипсоидная. С помощью
таких решеток можно в определенной степени скомпенсировать
астигматизм спектральных линий [10].
Современные решетки в большинстве случаев изготовляют на-
резкой алмазными резцами мягкой металлической подложки (слой
алюминия), нанесенной на стеклянную заготовку. Решетки, пред-
назначенные для работы в ИК области спектра нарезаются на метал-
лических заготовках (латунь или медь). Число штрихов на 1 мм —
75, 100, 200, 300, 400, 600, 1200, 1800, 2400, 3600 (для решеток на
стекле) и 2, 4, 6, 12, 50 и 100 (для решеток на металле). Размер на-
резанной области обычно не превышает 300x300 мм2. В табл, И
и 12 приведены некоторые характеристики отечественных плоских
и вогнутых решеток соответственно.
Характеристики плоской дифракционной решетки
Аппаратная функция. Эта характеристика представляет собой рас-
пределение по углам интенсивности света, образовавшейся в резуль-
тате дифракции плоской монохроматической волны на штрихах
решетки. Выражение аппаратной функции имеет вид
J , т г	, sin2 и sin2^	/ооч
ох’	и	sm2v	у }
где величина
и = лА7Л	(84)
представляет собой параметр, определяемый разностью хода А',
возникающей при дифракции под углом ф для двух лучей, падающих
на края одной и той же грани (см. рис. 85), при этом
А' = b (sin ср 4- sin ф),	(85)
а величина
v =» л А 7%	(86)
представляет собой параметр, определяемый разностью хода А",
двух лучей, падающих под углом а на точки соседних граней, рас-
стояния между которыми равно d, при этом
А" = d (sin а + sin р).	(87)
Для угла р = а будет наблюдаться нулевой дифракционный
максимум, который не содержит разложения света в спектр. Для
Других значений р образуются максимумы различных порядков
спектра — первого, второго и т. д.
Функция /, (рис. 89, а) обращается в нуль при и = лт (т —
Целое число), кроме и = 0, когда оиа имеет максимальное значение.
При значениях w, равных 2m 4- 1, имеют место вторичные макси-
мумы, которые лежат между двумя соседними минимумами.
Функция /2 (рис. 89, б) имеет главные максимумы при v = кл
(k — целое число). Между главными максимумами имеется N — 1
121
Рис. 89. Аппаратная функция дифракционной решетки:
-	1 о	й Ifni!; б — интерференция дифрггнрс ванных лучей
решетки D&
дифференци
вторичных максимумов при Nv = rm, где п — любые целые числа,
кроме п = О, N, 2N, т. е. кратных N.
Выше упоминалось о том, что, поскольку падающий на решетку
плоский фронт волны испытывает дифракцию на каждом зеркальном
элементе, то, изменяя угол наклона грани б, можно менять направ-
ление максимума дифракции от каждого отдельного элемента.
При этом распределение интенсивности по главным максимумам
будет сдвигаться относительно прежнего, для которого функция
— (sin ц2)/ы2 имела максимальное значение для т = 0.
Для примера на рис. 90 приведены графики распределения
интенсивности для непрофилированной (рис. 90, а) н профилиро-
ванной (рис. 90, б) отражательных решеток.
Угловая дисперсия. Изменение угла дифракции 0 с изменением J
длины волны X характеризует угловая дисперсия	~
Выражение угловой дисперсии Ор можно получить
рованием уравнения (76) по % в виде
df5 т	m/Vj
Р dX	d cos 0	cos 0
Таким образом, в спектрах различных порядков
различную угловую дисперсию и тем большую, чем выше порядок
спектра т.	'	...
Угловая дисперсия D& пропорциональна числу штрихов Л/д
на 1 мм (обратно пропорциональна периоду решетки d) и возрастает*!
с увеличением угла дифракции 0. Для заданных значений т и dg
угловая дисперсия зависит от угла дифракции. При 0 = 0 наблк>!
дается спектр по нормали к решетке (нормальный спектр). Д
Дисперсию можно выразить через углы падения и дифрак-
ции, используя выражение (76),
В	(8<f
р	к cos	v Sjl
При автоколлимационной установке (а-р-6) будем иметь
П	— JLlSjL	/QAY
решетка дает
1	Л
Из приведенных выше формул вытекает, в частности, что
малых углах дифракции дисперсия практически постоянна.
122
при
Это:
I
Рис. 90. Распределение интенсивности дифрагированного света на спрофилиро-
ванной и профилированной решетках
означает, что расстояние между спектральными линиями пропор-
ционально разности длин волн этих линяй.
Теоретическая разрешающая способность. Для нахождения тео-
ретической разрешающей способности 7?т необходимо рассмотреть
условия образования главных максимумов m-го порядка двух
близко расположенных по спектру лучей с длинами волн и Л2.
Эти условия имеют вид
d (sin а + sin
a (sin а 4~ sin Pm) = ^2-
При переходе от максимума к соседнему минимуму разность
хода меняется на величину X/2V, где N — общее число штрихов
эешетки. Поэтому zn-й минимум, который наблюдается под углом
для данной длины волны определяется согласно условию
d (sin а 4" sin Pzn) = ff&i + MN.
Используя критерий Рэлея, можно записать условие предель-
ного разрешения двух линий в виде ргп = т. е. m%i == 7^/N =
“ тХ2, или, считая, что Х2 —	= SX, имеем
(92)
Таким образом, разрешающая способность решетки зависит от
общего числа штрихов N, т. е. от общего числа интерферирующих
лучей. В этом отличие выражения (92) от выражения (88) для угло-
вой дисперсии решетки.
^Если N± = l/d — число штрихов на 1 мм, L — ширина нарезан-
ной части решетки (см. рис. 85), то
/?т — mLN^	(93)
123
a — эшелетт; б — эшелле	р
Из выражения (76)	имеем	J
mN. =	,	(94) |
следовательно,	j
_ L (sin a + sin ft)	дох j
1
а для автоколлимационнои установки
2Lsin6
Из формул (95) и (96) видно, что максимально возможное значение J
теоретической разрешающей способности определяется шириной Й
нарезанной части решетки и углом блеска.
Для реализации высокой разрешающей способности можно Ч
использовать профилированные решетки (рис. 91, а) с треугольной
формой штриха, малым углом блеска (6 < 40°), с большим числом }
Afx = 1/d, обеспечивающие работу в низких порядках спектра. ш
Рабочей является широкая грань решетки. Такие решетки назы- d
ваются эшелеттами. В ИК области используются эшелетты, имеющие j j
2—100 штрихов на 1 мм, работающие, как правило, в первом и bto-.jJ
ром порядках.	J
Другой способ получения высокой разрешающей способности —
применение профилированных решеток с большими углами блеска ЧЙ
(60—70°) и малым числом Afj (от 10 до 100 штрихов на 1 мм), где ра—щ
бочей является узкая грань (рис. 91, б). Такие решетки, называемые
эшелле, позволяют получить спектры высоких порядков (до т
500) при очень большой дисперсии. Поскольку работа в высоких
порядках спектра сопровождается переналожением спектров, то
эшелле используются в приборах со скрещенной дисперсией, где?!
специальными приемами, о которых будет сказано ниже, удается N
разделять переналагающиеся спектры.
Область свободной дисперсии. Для излучений с различными
длинами волн углы дифракции будут одинаковыми, если выполняется :
соотношение (76). Следовательно, в дифракционной решетке имеет нН
место наложение спектров различных порядков. Для нахождения
области, свободной от переналожения (т. е. интервала в длиной|
волн ДХ между двумя спектрами соседних порядков, дифрагирован||Н
ных под одним и тем же углом р), воспользуемся уравнением (Ч||||!
Так как углы падения и дифракции для соседних налагающихС||]||
124
Рис. 92, Вид спектральных
ний в фокальной плоскости
мерного объектива
порядков одинаковы,
tnk (tn + 1) (%—АХ),
куда АХ = Х/(т + 1).
Величина АХ представляет собой спектральный интервал излу-
чения в порядке т с рабочей длиной волны X, в пределах которого
будут отсутствовать линии той же длины волны X из спектров излу-
чения соседних порядков т — 1 и т + 1.
При наблюдении спектров высоких порядков (т > 1) интервал
АХ - Х/т.	(97)
Выражая т из уравнения (76), получим
d (sin а -ф sin fl)
Для автоколлимационной установки с зеркальным отражением
от грани решетки (а = fl = б) и h ~ b sin fl (см. рис. 85) спектраль-
ный интервал АХ = X2/2/z.
Для устранения налагающихся спектров в дифракционных
спектральных приборах устанавливают светофильтры или дополни-
тельный диспергирующий элемент (как правило, призму), направле-
ние дисперсии которого перпендикулярно направлению дисперсии
решетки («скрещенная» дисперсия).
Кривизна спектральных линий. Пучки света, идущие от нецен-
тральных участков щели, наклонны к плоскости главного сечения,
вследствие чего происходит искривление спектральных линий. Пря-
мая входная щель изображается в виде дуги, обращенной выпукло-
стью в сторону коротковолновой части спектра (см. рис. 92), об-
ратно тому, как это имеет место для призмы (см. рис. 79). Искрив-
ление А/ (рис. 92) на расстоянии hf от оси определяется формулой
А/ =
а спектральная линия может
кривизна которой [4]
___________________________________
р df% cos fl
Для автоколлимационной установки (а = fl) справедливо ра-
венство mkld = 2 sin 6, поэтому
2df2 cos fl *
быть представлена в виде параболы,
Кривизна спектральных линий возрастает при увеличении длины
волны X и угла дифракции р. Она сильнее проявляется в высоких
порядках спектра. При больших углах дифракции кривизна линий
имеет тот же порядок, что и в спектре призмы, но зависимость кри-
визны линий от длины волны у решетки выражена более сильно,
чем у призмы.	1
125
Угловое увеличение решетки. В главном сечении дифракцион-
ная решетка обладает угловым (меридиональным) увеличением,
равным производной da/dp. Из выражения (76) имеем
d« cos а
dp ~ cos 0
В нулевом порядке увеличение отсутствует (а — —р) так же,
как при автоколлимационной установке (а = р), т. е. когда направ-
ления падающего и дифрагированного пучков совпадают.
Коэффициент отражения решетки. Коэффициент отражения ре-
шетки pm (X) представляет собой отношение светового потока длины
волны А., направляемого решеткой в главный максимум т-га порядка
дифракционного спектра, к световому потоку той же длины волны,
падающему на решетку. Коэффициент отражения определяется
выражением
Рт (А) — Ет (А) Рр>
где ет — коэффициент относительного распределения световой энер-
гии, отраженной решеткой, по длинам волн; рр — коэффициент
зеркального отражения решетки, рассчитываемый для длины волны,
в которой концентрируется максимальное количество энергии.
Коэффициент рр всегда меньше коэффициента отражения зер-
кального покрытия рп, на котором нарезана решетка. Он определяется
в виде
самости от длины., волам .
^'т
и и uni ci/ч	1' !«
.. jPvjjf	।	; !'!.!!;!!!
где k — коэффициент, зависящий от формы штрихов и порядкаЗ
спектра. Иногда коэффициент рр называют абсолютной эффектив-а
ностью решетки, а коэффициент k — относительной эффективностью, я
В отечественных образцах абсолютная эффективность решетки •:
РР = 0,9рп
Коэффициент
в первом порядке спектра.	а
характеризует зависимость коэффициента oigs
ражения решетки от длины волны. Он определяется в виде [9] gg
‘ sin пт (1 — л/Ао Т®
лтп.(1 — Л/Ло) J ’
где Ао — длина волны, при которой имеет место максимум койд
центрации потока излучения, отраженного решеткой. Для X = Х||
f? ZXXZ 1	Fi'i'i' it
1 - .
Анализ выражения (98) показывает, что с изменением длины-;
волны падающего на решетку излучения по сравнению с длиной волньй
максимума концентрации
коэффициент Вда уменьшается^'
Поэтому, пользуясь однсЙЙП
решеткой (т. е. при опредЙЩ
ленном угле блеска 6), можД||
обеспечить измерения тольддР
в ограниченном спектральном • 
Рис. 93. Коэффициент
дифракционной : решетки в
Иийииййййим
Рис. 94, Схема установки дифракционной решетки
для получения двойной дифракции
диапазоне. Обычно в качестве границ диапа- \ Л_Д /
зона принимают максимальные и минималь- хЛ *'*/
ные значения аргумента sin лт (1—i/A0), ко- Х’а
торым соответствуют значения е,п 0,4-г-0,5
[6]. Для иллюстрации на рис. 93 прив'е-
дена зависимость коэффициента отражения решетки от длин волн.
Особенности установки решеток для получения двойной дифрак-
ции, Дисперсию решеток можно увеличить путем установки допол-
нительного плоского зеркала, обеспечивающего вторичное падение
на решетку дифрагированного пучка (рис. 94). Если ат и Вь ct.2
и р2 соответственно углы падения и дифракции для первого
и второго падений света на решетку, то суммарная угловая дисперсия
(Z)p)2 — у2 (Dp)i (Ор)а,
где у2 — угловое увеличение решетки для второй дифракции.
Так как (Dp)i = /nA\/cos рх и (£>р)2 = mAf2/cos 02, то
/п ч_______т ! cos «2 ।
' ₽)в	д COs [}2 \ cos a.j '	’
При автоколлимации от вспомогательного зеркала а2 = pj и
р2 = «1, следовательно,
т. е. дисперсия вдвое больше, чем при однократной дифракции
в автоколлимации. Пропорционально дисперсии возрастает и искрив-
ление спектральных линий. Радиус кривизны изображения прямой
входной щели определяется соотношением
_1___2m).N
р	cos ’
Характеристики вогнутой дифракционной решетки
Аппаратная функция. Для вогнутой решетки эта характеристика
имеет тот же вид, что и для плоской решетки, и определяется выра-
жениями (83)—(88).
Теоретическая разрешающая способность. Подобно соответствую-
щей характеристике плоской решетки
= mN±L.
Угловая дисперсия. На основании формул (80)—(82) угловая
дисперсия вогнутой решетки
D ==J|_ = _®	=«*	(99)
р ал. a cos р aS	> 7
где S = R cos р (см. рис. 88).
127
Линейная дисперсия. В отличие от линейной дисперсий плоской '
решетки, которая является характеристикой спектрального прибора
в целом, линейная дисперсия вогнутой решетки используется только
в качестве характеристики самой решетки. Это объясняется тем,
что вогнутая решетка совмещает свойства диспергирующего и фоку-
сирующего элементов.
Выражение для линейной дисперсии имеет вид
<10°)
т. е. линейная дисперсия пропорциональна порядку спектра т,
радиусу решетки 7? и отношению 7?/S; для решетки данного радиуса
дисперсия обратно пропорциональна расстоянию S изображения
спектральной линии от решетки.
Вблизи нормали к решетке, где р О, спектр называется нор-
мальным; в этом случае дисперсия минимальная и не зависит от
длины волны.
Выражение (100) относится к спектрографам, в которых свето-
чувствительная поверхность фотопленки обычно совмещается с кру-
гом Роуланда. В монохроматорах на выходе расположена щель,
и ее плоскость перпендикулярна направлению падающего потока. ^
В этом случае £)z ~ (mid) R, т. е. линейная дисперсия является по- 
стоянной для всех точек круга Роуланда.
Реальная разрешающая способность. Эта характеристика опре-
деляется в виде
Р _ л rnR” _ Я2 (sin а 4- sin р)
:	5А/	’	й
а с учетом геометрических соотношений, вытекающих из рассмотре-
ния рис. 88,	:::
Р _ я "'4-5'
— 5 А/ ’
где г' ~ R sin а и S' = R sin £ — соответственно расстояния от-;
входной щели и от изображения спектральной линии до точки на4
круге Роуланда, диаметрально противоположной центру дифрак-
ционной вогнутой решетки. Для нормального спектра (р = 0)
Rp = -r=-^.
Астигматизм решетки. Одним из главных недостатков вогнутой
решетки является астигматизм, который проявляется в том, что
изображение точки, расположенной на круге Роуланда, вытяги-;:
вается в отрезок длиной г, параллельный штрихам решетки. Длина
определяется углами падения а, дифракции 0 н длиной штриха
решетки I [9]:
z — l (sin a tg а 4-sin 0 tg 0) cos 0.	(101)
При 0 = 0, т. е. вблизи нормали к решетке,
z — sin а tg а I.	4
128
Таким образом, астигматизм минимален, если углы падения и ди-
фракции близки к нулю (случай нормального спектра).
Астигматизм решетки существенно уменьшает яркость спектраль-
ных линий, поэтому важно, чтобы освещалась возможно большая
часть щели по высоте. Для получения участка спектральной линии
с полной освещенностью необходимо соответствующим образом
выбрать высоту входной щели. Она должна быть такой, чтобы сред-
няя часть изображения спектральной линии имела освещенность,
соответствующую геометрическим размерам решетки.
За счет астигматизма середины изображений щели будут уда-
лены друг от друга на расстояние
cos а
Наибольшая освещенность участка изображения щели высотой h
будет при выполнении условия h" = z. Следовательно,
hmm “ (sin2 а 4~ sin р tg р cos а) I.
Астигматизм дифракционной вогнутой решетки может привести
к снижению светосилы прибора.
Длина нарезанной части решетки* Допустимая длина нарезанной
части решетки ограничивается искажениями изображения спек-
тральной линии. При этом искажения тем больше, чем больше длина
решетки. Указанное обстоятельство объясняется тем, что лишь
часть решетки находится непосредственно на круге Роуланда. Допу-
стимую длину £1пах определяют по формуле
4 /	...
т ____ О D 1 /	““
ътах — Z L --"-"7 2	—*
F г siir а о sirv р
В спектральных приборах для вакуумной УФ области спектра
применяют вогнутые стеклянные решетки без покрытий, которые
устанавливают по схеме скользящего падения. Поскольку дисперсия
растет с увеличением угла падения, то в этих приборах а «=« 90°.
Оптимальная длина нарезанной части решетки связана с радиусом
ее кривизны R, углами падения а и дифракции 0 соотношением
£опт - 2,42 У г.......*ff S^,C0Stt- -и-.	(102)
п . V (1 — cos a cos р) (cos а + cos р)	'	7
Увеличение длины L приводит к асимметричному искажению
формы спектральной линии.
Угловое и линейное увеличение решетки. В вертикальном направт
лении, т. е. в плоскости, перпендикулярной плоскости дисперсии,
решетка действует как вогнутое зеркало н дает изображение с линей-
ным увеличением
— ..iS/z*.
Угловое увеличение в плоскости круга Роуланда вогнутой ре-
шетки имеет то же выражение, что и угловое увеличение плоской
дифракционной решетки, т. е.
~  dp   cos а
da	cos [3
5 Скоков И. В.
129
Рис. 95. Схема установок с вогнутыми дифракционными решетками:	J
1  - вогнутая дифракционная решетка; 2 — входная щель; 3 — фотопленка; 4 — выходная ,::ЙН
щель
Линейное увеличение Р можно найти из следующих рассуждений, q
Обозначим через а и а' соответственно ширину входной и выходной |
щелей. Очевидно, что da = air и dp = a' IS, С учетом зависимоот^§|
(81) и (82) получим результат: а а'. Это означает, что в плоскости;;|
круга Роуланда р 1, т. е. решетка не дает линейного увеличения. :
В зависимости от условий ^фокусирования спектра различают |
установки с вогнутыми решетками, размещаемыми: на круге Роу--:||
ланда, в параллельных лучах и вне круга Роуланда.
Установки на круге Роуланда. Установка Роуланда (рис. 95, а)Д|
используется в том случае, когда угол дифракции р — 0, а угол -
падения a — переменный. При этом спектр рассматривается по норЯ|||
мали и имеет практически постоянную дисперсию. Установка Роу-2|
ланда используется в спектрографах. Постоянство дисперсии в раз^д|
личных спектральных диапазонах обеспечивается перемещением
решетки и кассеты, жестко связанных между собой.
Установка Абнея представляет собой некоторое видоизменение;!
предыдущей. В ней решетка и кассета остаются неподвижными£||
а по кругу Роуланда перемещается входная щель, вращаясь вокруг
оси, проходящей через его центр.	я||
Установка Пашена—Рунге (рис. 95, б) наиболее предпочтительнаi||j
при условии, что a — const, а угол £5 — переменный. Щель, решеткН!
и кассета закрепляются неподвижно в произвольном положений НИ!|
круге Роуланда. Обычно а 45°, при этом спектр получается на
значительном участке круга Роуланда. Схема используется в спекай!
трографах.
Установка Игля (рис. 95, в, г) реализуется в том случае, когда
а р. При этом входная щель и центр фокальной поверхности |
(для спектрографа) или выходная щель (для монохроматора) рас- 3!
полагаются под одним и тем же углом по отношению к нормали pe-;d
тетки, но разносятся по высоте (рис. 95, в). В другом варианте;!
(рис. 95, г) входная щель вынесена в сторону, излучение направ-
130	
...............
ffiiiiiuiuiwiiiiiHliiHftiiiuiiiiiiiiiiiinwuw	..................iiiiiiMiiiiUiuiiiiuiiiUMUMiuuiuiUiiiiUiiiiiuiiiiiiiiuiuiiiiiiuiuM
лястся на решетку с помощью полного внутреннего отражения.
Для изменения спектрального диапазона решетка поворачивается
вокруг вертикальной оси и перемещается вдоль оси прибора.
Установка нормального падения (рис. 95, д) используется при
измерениях в вакуумной УФ области. Участок спектра с X < 185 нм
располагается близко к нулевому порядку решетки, поэтому угол
падения выбирается в пределах 5—10°. Линейная дисперсия при этом
изменяется незначительно.
Установка скользящего падения (рис. 95, е) также используется
для вакуумной УФ области при а 90°. Благодаря такому падению
света на решетку повышается ее эффективность, особенно в коротко-
волновой области. При этом решетка нарезается на стекле и не
покрывается отражающим слоем. Следует отметить, что линейная
дисперсия изменяется очень быстро.
При скользящем падении велик астигматизм, что приводит
к уменьшению освещенности спектральных линий на фокальной
плоскости прибора, а также к уменьшению длины нарезанной части
решетки.
Установка в параллельных лучах. Условие фокусировки спек-
тра (80) выполняется также при освещении вогнутой решетки парал-
лельным пучком лучей. Действительно, при R -> оо будем иметь
/? cos2 р
cos а + cos р
или для малых р
S ~ /?/(1 4- cos а).
(103)
Из выражения (103) следует, что спектр располагается на кривой
(параболе), радиус кривизны которой вблизи вершины примерно
равен половине радиуса кривизны круга Роуланда.
Установка Водсворта (рис. 95, ж) состоит из щели 2, расположен-
ной в фокальной плоскости сферического вогнутого зеркала, ре-
шетки Д освещаемой параллельным пучком лучей, и фотопластинки.
Спектр фокусируется решеткой на расстоянии от нее, равном ~R/2.
Фокальная плоскость прибора имеет форму, близкую к параболиче-
ской.
Линейная дисперсия при установке в параллельных лучах при-
мерно вдвое меньше, чем при установке на круге Роуланда при
Р = 0. Изменение спектрального диапазона осуществляется изме-
нением угла падения при одновременном повороте жестко связанных
между собой решетки и кассеты.
Основное достоинство установки Водсворта — отсутствие астиг-
матизма спектральных линий; кроме того, по сравнению с установ-
кой нормального падения ее габаритные размеры почти вдвое меньше.
Установка вне круга Роуланда. Недостатки рассмотренных выше
установок с решеткой на круге Роуланда связаны с необходимостью
наряду с изменением углов а или р одновременно перемещать или
входную щель или кассету.
Установка Сеи—Намиоки (рис, 95, з) свободна от указанных
недостатков. Условие (80) фокусировки спектра реализуется при

R = const и a 4~ P — const, когда с изменением X значение S=4
остается постоянным. В рассматриваемой установке при а 4* Р
— 70’ в процессе изменения угла а от 26 до 44° значение S изменяется
всего лишь в пределах 0,1 %. Входная и выходная щели и фотопла-<11
стинка при этом находятся вне круга Роуланда.	:
Схема Сеи—Намиоки используется также в монохроматорах, з
Переход от одной длины волны к другой осуществляется вращением |
решетки без перемещения остальных деталей установки.	i;|
Недостатком схемы является астигматизм, поэтому сферические з
решетки иногда заменяют тороидальными или голографическими. 1
Устранение астигматизма. Для устранения основного недостатка =
вогнутых дифракционных решеток используют следующие приемы <
размещают эти решетки в параллельных пучках;
в автоколлимационных устройствах и приборах с постоянным а
углом падения при средних значениях углов дифракции применяют '=
решетки с переменным шагом;	-i
в монохроматорах с фиксированным положением щелей исполь- Я
зуют тороидальные и эллипсоидные решетки;	'И
в приборах скользящего падения устанавливают дополнительное |
тороидальное (иногда сферическое) зеркало.	Я
3. ОПТИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ ПРИЗМЕННЫХ
И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ
В настоящее время разработано и серийно выпускается большое ;"j!|
количество приборов различного назначения, в которых в качестве 1|
диспергирующих элементов используются призма (призменные сиЯ|1
стемы) и дифракционные решетки (плоская и вогнутая). На сегод* Я
ияшний день призменные и дифракционные приборы наиболее ши- а|
роко используются для научных исследований и для решения задач ^Я||
измерительной техники (главным образом для спектрального ана--?:1|
лиза).	„г.||
Монохроматоры. Конструктивно монохроматор обычно выпол- iil
няется в виде симметричных объективов, в фокусах которых нахо-<||
дятся входная и выходная щели. В параллельном пучке между.Да
объективами помещается диспергирующая система. Изменение спек--||
трального интервала излучения, выводимого на выходную щель,
обеспечивается изменением положения
диспергирующего элемента.	Я|
1
Т
В качестве диспергирующих элемен- is
тов призменных монохроматоров могут i
быть использованы как отдельные призмы,
так и призменные и зеркально-призменные
системы, описанные выше и дающие
Рис. 96. Монохроматор с призмой Аббе:
/ — входная щель: 2 — коллиматорный объектив; 3
призма Аббе; < — ’ цамериый оф>ектив; 5 — входная
щмь	i И
132


рис. Р7. Автоколлимационные
призменные монохроматоры с
зеркальной оптикой:
/ входная щель; 2 — призма;
3 — объективы; 4 выходная щель
$
а)
так и зеркальные системы. Пример

постоянный угол откло-
нения. С целью увеличить
дисперсию часто приме-
няют автоколлимационные
схемы, при этом, однако,
увеличивается вдвое и
кривизна спектральных
линий.
В качестве входных и
выходных объективов ис-
пользуются как линзовые, так и зеркальные системы, пример
распространенного призменного монохроматора с призмой Аббе и
линзовой оптикой показан на рис. 96.
Весьма широкое применение находят монохроматоры с зеркаль-
ной оптикой, построенные по автоколлимационной схеме (рис. 97).
В них используется призма Литтрова (рис. 97, а) или призма с пре-
ломляющим углом 30° и зеркалом (рис. 97, б). Сканирование по дли-
нам волн можно осуществить поворотом призмы Литтрова или
концевого зеркала. Для расширения диапазона измерений по спектру
и обеспечения высокой дисперсии во всем спектральном диапазоне
монохроматоры часто комплектуются сменными призмами (из стекла
различного сорта и кварца).
Достоинства автоколлимационной схемы: практически вдвое
сокращаются габаритные размеры прибора, так как входной и вы-
ходной коллиматоры имеют один и тот же объектив; существенная
экономия материала и затрат на изготовление дорогостоящих опти-
ческих деталей. Недостатком автоколлимационных схем является
относительно большое количество рассеянного света, обусловленное
тем, что диспергированный и падающий свет идет в одном и том же
пространстве.
В целях повышения разрешающей способности иногда исполь-
зуют однопризменные монохроматоры автоколлимационного типа •
с многократным разложением спектра (рис. 98). Такая система экви-
валентна четырехпризменной системе, однако наличие рассеянного
света внутри прибора и большие потери излучения при многократ-
ных отражениях ограничивают ее применение.
Наиболее эффективным путем существенного уменьшения рас-
сеянного света, а следовательно, повышения яркости спектральных
линий, является использование двух последовательно расположен-
ных монохроматоров. Такие приборы называются двойными моно-
хроматорами. В них механически объединяются выходная щель
первого и входная щель второго монохроматоров. Для согласования
дисперсий монохроматоров используется сложение угловых диспер-
сий (рис. 99, а) илц их вычитание (рис. 99, б). В первом случае дирпер-
133
Рис. 98. .4втокол;1имациоииый
призменный монохроматор с
многократным разложением
спектра:
7 — объектив; 2 — Призма; 3
зеркало; 4 — выходная щель: 5 —
входная щель; 6 — модулятор
Рис, 99. Двойные призменные
монохроматоры;
а — со сложением дисперсии; б —
с вычитанием дисперсии; 1 — вход-
ные щели; 2, 4, 6, 8 —объективы;
3, 7 — призмы; 5 — промежуточ-
ные щели; ,9 — выходные щели
сия и разрешающая способность всей системы равны соответственно г
сумме дисперсий и разрешающих способностей обоих приборов. J
Во втором случае ширина выделяемого спектрального интервала
определяется характеристиками первого монохроматора, а диспер*
сия всей системы равна нулю (такие приборы называют также моно-
хроматорами с нулевой дисперсией). При этом рассеянный свет устра-
няется, а кривизна спектральных линий компенсируется, в то время ъ
как в монохроматорах со сложением дисперсий кривизна удваивается.
Недостатком двойных монохроматоров являются большие световые
потери.
В табл. 13 приведены основные характеристики отечественных
призменных монохроматоров.
Монохроматоры с плоской дифракционной решеткой обычно со-^'
держат объективы в виде сферических и параболических зеркал.
В длиннофокусных монохроматорах используется схема, пока-
занная на рис. 100 (схема Эберта). Она построена по автоколлима- ?
ционному принципу. Коллиматорным и камерным объективом слу-
жит сферическое зеркало. Изменение спектрального интервала из-
лучения, падающего на выходные щели, достигается поворотом ди-
фракционной решетки вокруг оси, параллельной штрихам решетки
и проходящей через ее середину.
В короткофокусных системах, где пучки падают на зеркало
под большими углами, использование схемы Эберта приводит к
1 '-'НЦ
Таблица 13
Прибор	Рабочий диапа- зон, нм	T ип монохро- матора	т и и призменной системы, материал	Фокусное расстояние, мм		Обратная линейная дисперсия, нм/мм, для длины волны, мкм						
				кол - л и м а - тор	ка- мера	0,2	0,4	0,6	0,8	1,5	2,0	2,5
УМ-2	360—1000	Одинар- ный	Призма Аббе, стекло ТФ-3	280	280		3,2	16,5	42,5			*
ДМР-4	2,1 -103— 25-Ю3 3,6-103— 25-103	Двой- ной	Призма Литтрова, кварц Призма Литтрова, стекло ТФ-1	343 151	151 343		3,7 2,7	33 11	100 28	200 50	100 67	50 50
чительным аберрациям, поэтому используется схема с двумя зер-
кальными объективами (схема Черни), показанная на рис. 101.
Наряду с рассмотренными выше монохроматорами для спектраль-
ных измерений используются также двойные дифракционные моно-
хроматоры (рис. 102). Сканирование спектра осуществляется пово-
ротом дифракционных решеток, установленных на одном столике.
В монохроматорах, имеющих объективы с небольшими фокусными
расстояниями, пучки идут под большим углом к оптической оси.
В этих устройствах используются зеркала с большими относитель-
ными отверстиями. Для устранения аберраций применяются асфе-
рические, главным образом внеосевые параболические зеркала.
В табл. 14 приведены основные характеристики монохроматоров
с плоскими дифракционными решетками.
Рис. 100. Монохроматор с плоской диф-
ракционной решеткой (схема Эберта):
/ — входная щель; 2 — объектив;
3 — решетка; 4 — выходная щель
Рис. 101, Монохроматор с плоской диф-
ракционной решеткой (схема Черни):
1 — входная щель; 2, 3 — объективы; 4
выходная щель; 5 — решетка
135
Рис. 102. Двойной монохроматор с плоской
дифракционной решеткой:
1 -- входная щель; 2, 6. 12 поворотные зерка-
ла; 3, <5, 9, 11объективы; 4, 10 — дифракци-
онные решетки; 7 — выходная щель первого мо-
нохроматора; 8 — промежуточная щель; 13 —
выходная щель
Рис. 103. Спектрограф с трехприз-
менной системой Ферстерлиига:
1 — входная щель; 2 ~~ объектив кол- ;
лиматора; 3, 4, 5 — призменная смете-..,;,'
ма; 6 — камерный объектив; 7 — фото-
пластинка
Монохроматоры с вогнутой решетной применяются главным
образом для спектральных исследований в дальней УФ части спектра.
Такие исследования проводятся в вакууме, что исключает возмож-
ность поглощения излучения атмосферным воздухом. В свою очередь
необходимость вакуумирования обусловливает требование недопу-
стимости смещения элементов спектрометра друг относительно друга.
В наибольшей степени указанному выше требованию удовлетво-
ряют схемы нормального падения (рис. 95, 5), Пашена—Рунг®
(рис. 95, б), Игля (рис. 95, в, а), Сеи-Намиоки (рис. 95, з).	.а
Спектрографы. В состав спектрографа входят щель, коллиматор- -
ный и камерный объективы, диспергирующий элемент, расположен-"
i
Таблица Йщ
Прибор	Рабочий диапа- зон, нм	Тип моно- хрома- тора	Параметры решеток			Фокус- ное рас- стояние объекти- ва, мм	'Jill Обратная ; лиией- ная дисХ";! Персия, X нм/мм ''iniii'
			Число штрихов на I мм	^гпах, нм	Размеры нарезан- ной ча- сти» мм		
МДР-1	200—600	Двой- ной	1200 600 300 100	30 60 130 300	150X140	500	8,0 >1 1,6 В 3,2 .Л 9,6 W :	j
МДР-2	200—2500	Одпнар-	1200 600 300	30 60 130	150X140	400				’'1!ГИ1|||н	। 2,0 4,0 8,0
МДР-3	200—2200	ный	1200 600 300	30 60 130	75X75	600	0J3 X 0,26.. ' , 'х 0,52 ' ZS
136
Рис. 104. Спектрограф с призмой Кор-
ию:
1 — входная щель; 2 — объектив колли-
матора; 3 — призма; 4 — камерный объек-
тив; 5 — поворотное зеркало; 6 — фото-
пластинка
Рис. 105. Автоколлимационный спектро-
граф с призмой Литтрова:
1 — призма; 2 -- объектив; 3 — входная
щель; 4 - фотопластинка
ный между ними, и кассета с
фотослоем, который совмещается
с фокальной поверхностью, где наблюдается спектр. Изменение
спектральной области, изображаемой на фотослое, как правило,
достигается поворотом диспергирующего элемента или в отдельных
случаях сменой диспергирующих элементов.
Спектрографы с большой линейной дисперсией, а следовательно,
и с большим общим диапазоном спектра строят таким образом,
что спектр экспонируется частями.
Празменные спектрографы для видимой области спектра, как
правило, в качестве диспергирующего элемента содержат трех-
призменную систему Фестерлинга (рис. 103). При вращении призмен-
ной системы все призмы остаются в положении наименьшего угла
отклонения для луча, идущего вдоль оптической оси. Прибор может
работать в автоколлимационном варианте, что достигается уста-
новкой плоского зеркала вместо коллиматорного объектива. Авто-
коллимационная установка и использование длиннофокусных камер
дает возможность получить весьма высокую линейную дисперсию.
В спектрографах для УФ области в качестве диспергирующего
элемента наиболее часто применяют призму Корню (рис. 104), ко-
торая позволяет скомпенсировать анизотропию кварца для лучей,-
идущих строго в направлении минимума отклонения. Вследствие
этого лишь на узком участке, в середине спектра, линии оказываются
неискаженными; на краях спектра наблюдается их расщепление.
Кроме призмы Корню в спектрографах для УФ области нахо-
дит применение кварцевая призма Литтрова (рис. 105). При этом
сам спектрограф строится по автоколлимационной схеме. В табл. 1о
приведены основные характеристики отечественных призменных
спектрографов для УФ и видимой областей спектра [6].
Дифракционные спектрографы дают возможность получить боль-
шую дисперсию в широкой области спектра, причем дисперсия прак-
тически имеет постоянное значение. В этом нх существенное преиму-
щество перед призменными спектрографами, которые обладают
Таблица Л|
Призменные спектрографы	j11,^
Характеристика	ИСП-30	ИСП-51 с камерами			
		/2 - = 1 20 мм	fe ™ 270 мм	УФ-89	УФ-90
Оптический материал Рабочий диапазон спектра» нм Длина спектра, мм	Кварц 200—600 220	46	Ст 360- 106	екло -1000 275	750
Размеры фотопластинки, см	24X9	6,5X9	9X6,5	18X6,5	18X6,5
Фокусное расстояние, мм: коллиматора	703	304	800	1223	1223
камеры	830	120	270	800	1223 \
Относительное отверстие	1 : 27	1 : 2,3	1 : 5,5	1 : 15,5	1 : 25 i :
Обратная линейная дисперсия, им/мм2, при X, нм: 200	0,35				д
400	3,9	4,2	1,9	0,63	0,2 i
600	1,10	19,6	8,7	3,04	0,93 й
800	—	44,1	19,6	6,54	2,10
1000	—-	77,0	34,2	11,60	3,65 ;?!
Преломляющий угол призмы, °	60	3X63	зхбз	зхбз	3X63
Таблица /$||
Прибор	Фокус- ное рас- стояние зеркала, м	Диаметр зеркала, мм	Параметры решеток		Обратная линейная дисперсия, нм/ мм	Размеры " фотопла-  HI стинки, CM И
			Число штрихов на 1 мм	Размер нарезан- ной ча- сти, мм		
ДАС-1	2,0	220	600	70X80	0,8	9X12
ДФС-8-1	2,65	264	600	100X45	0,6	13X18 “f
ДФС-8-2	2,65	264	1200	100X45	0,3	13Х 18 .
ДФС-8-3	2,65	264	1800	100X45	0,2	13X18
ДФС-13-1	4,0	390	600	120X60	0,4	9X24 ••••:
ДФС-13-4	4,0	390	1200	120X60	0,2	9X24 ”
ДФС-452	1,0	50	600; 1200	50X40	0,8—0,63; 0,5—0,2	9X24
высокой дисперсией лишь в коротковолновой области спектра. Наи-...........<й|
большее распространение получили дифракционные спектрографы* и ;
построенные по схеме Эберта (рис. 106), Для устранения спектров И
высоких порядков используются сменные светофильтры. ,
В табл. 16 приведены основные характеристики отечественнй|||
спектрографов с плоскими дифракционными решетками.
На рис. 107 показана схема спектрографа с регулируемой
ластью дисперсии, в котором используется плоская дифракциоетШ|||
решетка с прямоугольными штрихами и двумя рабочими зеркй^Уз
ними гранями [А. с. 673864 (СССР)]. Центры щели, cneKTporpa^||!l|:|i;|J|||i
и решетки, а также вершина зеркального объектива лежат в
Рис. Юб. Спектрограф с плоской
дифракционной решеткой:
1 —• объектив; 2 — решетка; 3 — вход-
ная щель; 4 — фотопластинка
Рис. 107. Спектрограф с плоской дифракционной решеткой и регулируемой об-
ластью дисперсии:
/ -- вводная щель; 2 — фотопластинка; 3 — решетка; 4 — объектив
вертикальной плоскости, параллельной штрихам решетки. Пово-
ротом дифракционной решетки вокруг оси, лежащей в плоскости
штрихов и параллельной им, устанавливаются требуемый диапазон
длин волн и порядок спектра на фотопластинке.
В приборах с вогнутой дифракционной решеткой, предназначен-
ной для вакуумной УФ области спектра, используются главным
образом схемы Пашена—Рунге (рис. 95, б), Игля (рис. 95, в, г)
скользящего (рис. 95, д) и нормального (рис. 95, е) падения.
Характеристики некоторых отечественных спектрографов с во-
гнутой дифракционной решеткой для исследований в вакуумной УФ
области приведены в табл. 17 [20].
Дифракционные спектрографы со скрещенной дисперсией обеспе-
чивают разделение дифракционных порядков спектра за счет скре-
Таблица 17
Прибор	Радиус кривиз- ны ре- шетки, м	Параметры решетки		Область работы, нм	Оптическая схема прибора
		Число штрихов на 1 мм	Размер нарезан- ной ча- сти, мм		
СП-99 ДФС-5М	2	1200	80X50	50—300 50—200	Нормального падения Пашена—Рунге
ДФС-26	3	600		10—220	Скользящего падения, а — = 85°
ДФС-29	1	1200	60 X 500	5—400	Игля
ДФС-6	1	600		5-200	Скользящего падения, а 82°
139
т
600 V
100
400
266,7mA ММ
200
О
дисперсией призмы. В таких схемах
4
7
2
140
Рис. 108. Разделение порядков
дифракционного спектра:
а — спектр с переналожеинем; б —
разделенный спектр
ТИНЫ во
гт
200
которого приведены в табл. 18 [14].
Спектрохронографы представляют собой приборы, в
осуществляется непрерывная
л,»й
0МГ
200	400	000 mxlfff
Z00	300 400пЛ,НМ
400 sea ооогпл,ом
___________!____________□
66,7	133,3	200
Ф
iMiMMM


щивания дисперсии решетки с дисперсией призмы. В таких схемах^
решетка работает в высоких порядках спектра, что обеспечивает
высокую разрешающую способность, а призма дает разделение
дифракционных порядков. Для этого, например, к дифракционной
решетке, разлагающей излучение в спектр в горизонтальном наЯ;
правлении, добавляют призму, разлагающую этот спектр в верти*!
кальном направлении. Этот прием иллюстрирует рис. 108
На рис. 108, а изображен одномерный спектр с неразделенными ;
порядками: = 400 нм в первом порядке налагается на Ха — 200 ннЗ
во втором порядке; XI = 600 нм в первом порядке налагается наЯ
Xi = 300 нм во втором и л.з = 200 нм — в третьем порядке и т. д.Д
Если теперь ввести призму, то спектр пространственно разделится||
и станет двумерным, вместо одной строчки спектра получится не**
сколько строчек, расположенных под разными углами наклона;
каждой точке будет соответствовать свой порядок спектра
(рис. 108, б).	 .	gill
Схема спектрографа, работающего на основе изложенного npHHrfgj
ципа, приведена на рис. 109. Схему со скрещенной дисперсией :
имеет отечественный спектрограф СТЭ-1, основные характеристикйЯ!
	,... ...	‘ KOIOPJI
щелевая развертка спектральной йаД|||
времен и. Обя зател ьной : |||
частью такого прибора являетЙ|Е||ь~1
временная щель — диафрагма, 1[|1
резающая узкий участок peijj |Д!|||
стрируемого спектра или огранййй|г'
6
Рис. 109. Спектрограф со скрещенной ййЩЕВ
Персией:	::
/, 6 объективы; 2 — автоколлимац^ФоШ^Щ’
зеркало; 3 — призма; 4 — входная
9 — корригирующие линзы; 7 — рещетка} ..й;;
ф0ТИ СТ И Н КЙ	! И •! !!'!!!!!!!«i|i!!! ।
*	।	11 ।. I ii i .1 i’i ii i iii ii hi iii iii ii J
Таблица 18
Порядок спектра	Область длин НОЛ н, нм	Обрат пая диспер- сия, нм/мм	Расчет- ная раз- решаю- щая спо- собность	Порядок спектра	Область длин волн, нм	Обратная диспер- сия, нм/мм	Расчет- ная раз- решаю- щая спо- собность
Кварцевая оптика Решетка 600 штрихов на 1 мм				Стеклянная оптика Решетка 300 штрихов на 1 мм			
2	220—270	0,38	165 000	5	450—540	0,76	82 500
4	252—	0,47	132 000	4	504—675	0,94	67 000
3	337,5 336—450	0,64	99 000	3	672—900	1,28	49 500
Примечание. Преломляющий угол призмы: кварцевой — 16° 35', стеклянной —
15° 15'; размер решеток 56X44 мм; фокусное расстояние коллиматора 901,5 мм, камеры
807,2 мм.
чивающая спектр по высоте. Временная щель (или ее изображе-
ние) и светочувствительная поверхность перемещаются относительно
друг друга в направлении, перпендикулярном щели.
Спектрограф со скрещенными щелями показан на рис. 110. Скре-
щенные временная и спектральная щели совместно выделяют лишь
одну точку источника излучения, находящуюся на их пересечении.
Спектрохронограф регистрирует яркость этой точки как функцию
длины волны и времени.
В спектрохронографе другого типа (рис. 111) временная щель
одновременно является и спектральной щелью прибора, выделяющей
узкий участок спектра. Распределение освещенности по высоте этой
щели воспроизводит распределение яркости по выбранному сечению
источника. Такой спектрохронограф регистрирует яркость источ-
ника излучения как функцию координаты и времени при фиксиро-
ванной длине волны.
Для покадровой съемки спектра применяют киноспектрографы,
представляющие собой приборы, сочетающие монохроматор со ско-
ростной кинокамерой [19].
Спектрометры и спектрофотометры. Спектрометры представ-.
ляют собой приборы с фотоэлектрической регистрацией спектра.
Оптическая часть спектрометра обычно содержит монохроматор (для
выделения линии или узкого спектрального диапазона) или поли-
хроматор (для выделения нескольких линий или узких спектральных
диапазонов). Регистрация излучения осуществляется фотоэлектри-
Рис. 110. Спектрохроно-
граф со скрещенными ще-
лями:
/ — источник излучения;
2 — конденсор; 3 —- вход-
ная щель спектрографа; 4 —
объектив коллиматора; 6 —
диспергирующий элемент;
6 — камерный объектив; 7
щель
'.Piiiiliil
Рис. 111. CneKTpoxpOijffi|!
граф с параллельны^:
щелями. Обозначения!
те же, что и на рис. И0;И
Необходимым элементом'1
ческими приемниками энергии излучения,
спектрометров является устройство сканирования спектра.
Под сканированием спектра понимается непрерывная регистра?,
ция сканирования энергии в спектре при последовательном изме-
нении длины волны регистрируемого излучения. Способы сканиро-
вания и устройства для их реализации отличаются большим разной
образием, определяемым типом спектрального прибора и задачами!
измерений. Ниже приведены краткие сведения об основных приемах
сканирования в призменных и дифракционных приборах. Jj
Сканирование вращением или колебанием диспергирующего
мента используется в монохроматорах с призмой или дифракционй
ной решеткой. Этот способ предназначен для медленного сканирой
вания спектра (несколько секунд или минут). Для быстрого скай
нирования он применяется редко, так как отношение времени холр$||
стого хода ко времени записи спектра велико (один-два порядка). J
Сканирование вращением зеркал широко применяется в автрй
коллимационных призменных приборах и реализуется путем вращей
ния зеркала, установленного за призмой. Время записи одноЙ|
спектра при таком способе сканирования — до нескольких микросей
кунд. Одним из вариантов реализации быстрого сканирования-!
в дифракционных спектрометрах является установка вращающегося/,
шестигранного зеркала между решеткой и входной щелью. Пр||
частоте вращения шестигранника ~50 ООО об/мин скорость скаедй
рования спектра достигает ~ 200 нм/мкс,	!||
7'аблица
Прибор	Рабочий диапа- зон, нм	Выходной объектив		Обратная линейная диспер- сия, нм /мм	Тип монохро- матора	' .	’ ''ДЙ! Диспергирующий элемент	':' "
		/, нм	Относи- тельное отвер- стие			
ДФС-24	40—850	800	1 : 5,3	0,45	Двой-	Две решетки 1200 штри? хов на 1 мм
ДФС-42		600	1 : 6	0,44 0,06	НОЙ	Решетка 1800 штрихов на 1 ММ	!:'!!'!11!!!:1 Решетка 1200 штрихов На 1 ММ	:::::
ИКС-21	200—1540	270	1 : 5,5	180—16 16	Один оч-	Призма 60° Призма 60° + решетка 200 штрихов на Г
ИКС-31	800—2500	600	1 : 6	5,3—20	НЫЙ	Плоские решетки 300* 150, 75 и 50 штрихов На 1 ММ	''Ч' чп
142
Рис. 112. Многоканальный спектрометр (квапто-
метр) с вогнутой дифракционной решеткой:
[ — входная щель; 2 — решетка; 3 — выходные щели
(на рисунке показаны только две); 4 --- фотоэлемент
Сканирование движением входной или
выходной щели — способ, отличающийся
тем, что для реализации требуется
сравнительно простое механическое ус-
тройство. Источник света помещается во
вращающийся барабан с прорезью в виде
щели. Двигатель, вращающий барабан,
одновременно управляет разверткой осцил-
лографа или другого регистрирующего прибора. Максимальная
скорость сканирования при этом способе составляет 103-10J спект-
ров в секунду.
В некоторых конструкциях используются колеблющиеся щели,
позволяющие осуществлять скоростное сканирование в узком спек-
тральном диапазоне.
В качестве спектрометров могут быть использованы также не-
которые спектрографы, для чего их кассетную часть с фотопластин-
кой заменяют специальными фотоэлектрическими приставками. .
В табл. 19 приведены основные характеристики некоторых
отечественных спектрометров [6, 9, 14].
Многоканальные спектрометры (квантометры) обычно содержат
вогнутую дифракционную решетку, установленную по схеме Па-
шена—Рунге (рис. 112). Они снабжены рядом выходных щелей,
каждая из которых соответствует выбранному участку спектра. Все
выходные щели можно юстировать на нужную длину волны; каждая
щель снабжается измерительным каналом.
Основные характеристики некоторых отечественных многока-
нальных автоматических спектрометров для УФ и видимой областей
спектра приведены в табл. 20 [6, 9J.
Спектрофотометры представляют собой спектрометры, в кото-
рых обеспечивается измерение отношения интенсивностей спек-
тральных линий. Как правило, спектрофотометры предназначены
для исследования спектров поглощения.
Таблица 20
Прибор	Радиус решетки, м	Число штрихов на 1 мм	Число каналов	Обратная линейная диспер- сия, н м/м м	Спек- траль- ный ин- тервал, им	Схема
ДФС-36-1800 ДФС-36-1200	2	1800 1200	36	0,27	190—500 190—70	Пашен а—Рунге
МФС-4		1800	12		200—360	Нормального па-
МФС-3	1	1200	10	0,55	200—450	дения
ДФС-41		1800	24		175—330	
i	1 '		1   i i 1 i'	' : ull |l[| ] | Hi Г Зш j	
Выходной	' : И I
объектив	
	Обратная	J
Рабочий 	 Прибор диапа-	линейная	Гип	Диспергирующий	i|.i диспер-	моиохро-	элемент	I
зои, им	Относи-	сия,	матора	|
f, мм тельное	нм/мм	З1!
отверстие	i'iiuil И j
	;i iiii и
Для УФ и видимой областей	н	
СФ-18	400—750	—	1:7]	1,6—16,5 ttr v Призмы 2X60°	"О
СФ-8	195—2500 240’и	1 : 8	1,0—2,5	ной Призмы 2X30° и решет-ч
600	ка 600 штрихов на 1 мм.:
СФ-26	186—1100 500	1 : 10	0,9—ИО Одннар- (т=2ит=1)	ч!
	ный Призма Литтрова	ij'|
Для ИК областей	! :Н	
ИКС-24	И,3—45	Решетки 300 и 75 штри-Н
	хов на 1 мм	X
250—2500	
ИКС-29	270 I : 5,5	18—71 Одиноч- Решетки 200, 150 и
	иый 50 штрихов иа 1 мм
ИКС-17 250—1500	11,3—35	Решетки 300 и 100 штргй| ]
	ХОВ иа 1 ММ	.i'iiiiiijl
' :i !ii|!!!ii il	


В табл. 21 приведены основные характеристики некоторых от§^!
чественных спектрофотометров для УФ, видимой и ИК облает^* ||
спектра [6, 14].	•	^ii
4. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРИЗМЕННЫХ lllllllillllllllb
И ДИФРАКЦИОННЫХ ПРИБОРОВ	If
:	I I I
Возможности спектральных приборов определяются целым ряД^в
их характеристик, среди которых следует отметить дисперсию, ра^!"'! I I
решающую способность, светосилу, а также положение и (hoPtaMal|||1
фокальной поверхности, увеличение, астигматизм и кривизну спёЙ-lli |||
тральных линий, геометрические размеры н т. д. Ниже будут рай^ИЯ!Мт|||;
смотрены наиболее существенные характеристики, общие как дйя!!!!||1
призменных, так и для дифракционных приборов.	JiS-siMfc
Угол наклона спектра. Форма фокальной поверхности опредвмД| ш
ляется свойствами оптической системы и диспергирующего элемен^|||ЯИ]
В дифракционных приборах с плоской решеткой и ахромати1^;йЗ№
скими объективами фокальная поверхность с достаточно хорошйЙ]=!“''||'||,;
приближением может считаться участком плоскости, перпенди^у-jjljg’fl’jl
лярной оптической оси.
В призменных приборах с неахроматизированными объектавйв$И^4||И
форма фокальной поверхности достаточно сложна, однако в
ных случаях ее можно аппроксимировать плоскостью или
кругового цилиндра,	’	"'r-’nlWiMllie!
* *	f	I 1 1 ,1 1 ' I j'lHi li-i; hHrihiiriiliiiiiiiiii'i
Рис. 113. Размещение фокаль-
ной поверхности Р в дифракци-
онном приборе
спектра.
На практике ограничива-
поверхности к оптической
Фокальная поверхность
Р или касательная к ней
в общем случае образует
с оптической осью некото-
рый угол 1] (рис. 113), раз-
личный для разных участков
ются рассмотрением среднего наклона
оси объектива коллиматора.
Для призменного спектрографа угол наклона т] определяется
выражением
1] — arctg
(d<p/d?i) (n' — 1)
drc'/dX
или с учетом соотношения (52)
il = arctg
2 sin (0/2)
К1 — п- sin3 (0/2)
ОИ ____ 1 \
х11,
(drc/dX)
(dn'/dX)
где 0 - преломляющий угол призмы; п — показатель преломления
материала призмы; п‘ — показатель преломления материала камер-
ной линзы.
Для прибора с плоской дифракционной решеткой с отражательной
оптикой угол = 0; в автоколлимационной схеме в случае неахро-
матизированного объектива [3]
*	iti.	а — i
= arctg 2dcosj "377dT ’
где p — угол дифракции; d ™ постоянная решетки.
В приборах с вогнутой дифракционной решеткой угол наклона
фокальной поверхности к оптической оси дополняет угол дифракции
до прямого, и его вычисляют из условия sin к] = cos р.
Наклон фокальной поверхности практически не сказывается на .
работе спектрофотометров и монохроматоров, так как без особых
трудностей можно добиться совмещения фокальной поверхности
с выходной щелью. В спектрографах наклон фокальной поверхности
приводит к увеличению дисперсии, однако при этом происходит
расширение изображения щелн.
Линейная дисперсия Z)z. Эта характеристика определяет рас-
стояние Д/ между центрами монохроматических изображений щели,
отстоящих друг от друга на спектральный интервал dX.
Для призменного прибора в случае минимума отклонения на
основании соотношений (5) и (52) имеем
2 sin (0/2)	d/i
]/ 1 — /Г- sin2 (0/2j sin 1)
(104)
Для дифракционного прибора с плоской решеткой на основании^
соотношений (5) и (88) линейная дисперсия	1
m f'
dcosp sin 4 ’
(Ю5)
а для прибора с вогнутой дифракционной решеткой линейная диспер- hj
сия определяется выражением (99).
В формулах (99) и (105) член 1/sin ц учитывает угол наклона |S
фокальной плоскости камерного объектива спектрографов.	-д!
Для того чтобы получать высокую линейную дисперсию во всем Зп
рабочем диапазоне спектрографа, спектр фотографируют небольшими и
участками при нескольких поворотах решетки. Такой прием не дает
возможности зарегистрировать спектр с высокой линейной диспер-
сией в широком диапазоне длин волн за одну экспозицию. Поэтому 3$
применяют дифракционные решетки, работающие сразу в нескольких
порядках спектра, с разделением их дополнительными диспергирую-
щими элементами.
Выражая линейную дисперсию через углы падения лучей на д-'Ц
решетку и углы дифракции, в соответствии с формулой (89) получим
/2 sin а + sin Р
cos р X cos р
Из последнего выражения видно, что при заданных размерах при-
бора увеличение линейной дисперсии связано с ростом углов падения НН
и дифракции. Учитывая, что число ограничено технологией изга^-Н
товления решеток, работа при больших углах дифракции связанад|И^
с использованием высоких порядков спектра, а следовательнО'Я;!| 1|
с необходимостью их разделения.	= ;1||Н|
Размеры диспергирующего элемента. Размер призмы или pOjiHil
шетки выбирают таким образом, чтобы проекция диспергирующего пн
элемента на объектив коллиматора была вписанной, т. е. светов6:йуу^||1|
пучок, прошедший через объектив, должен заполнить светом rpaw-—^
призмы или решетку.
Общие размеры приборов определяются главным образом фокус-
ними расстояниями его объективов Д и /2. Для приборов с отдельными Z3
коллиматорной и камерной частями наибольший размер примерно
равен сумме/1 + /2, для автоколлимационных приборов он примерно
равен fi = /2, а для приборов с вогнутой дифракционной решетК91:Пп]П!|^^
размер имеет тот же порядок, что и радиус кривизны решетки.
Увеличение. Вертикальное увеличение у определяется отноше- -gg
нием фокусных расстояний объективов:
У ДЛ-
горизонтальное увеличение
1
Л т sin л
где у — увеличение диспергирующего элемента.
146

Для призменного прибора (3 1 горизонтальное увеличение опре-
деляется выражением
f2 cos e^L cos e3 1
Г-КТ- —J| IJL11I_. -n- 1.1
ft cos eg cos e'2 sin rj
где Ei, E2, ei и e2 — соответственно углы падения луча на грань
призмы, выхода луча из призмы, преломления луча на первой грани
и падения луча на вторую грань (см. рис. 76, в);
для дифракционного прибора с плоской решеткой
х /-1 cos а 1 ,
cos р sinn ’
где аир — соответственно углы падения и дифракции (см. рис. 85);
для спектрографов с вогнутой решеткой при расположении вход-
ной и выходной щелей и решетки на круге Роуланда
sin г| cos р
Увеличение, вызванное наклоном фокальной поверхности, необ-
ходимо учитывать только для спектрографов, так как в монохромато-
рах обеспечивается перпендикулярное к оси расположение плоскости
ножей.
Размер щели. Обычно выбирают такой размер щели, при котором
дифракционная ширина спектральной линии равна ее геометриче-
скому изображению. В этом случае ширина ап щели называется нор-
мальной, и ее рассчитывают по формуле (38). В приборах с вогнутой
решеткой оптимальная ширина щели связана с длиной нарезанной
части решетки Lonn определяемой формулой (102). Чтобы при ширине
решетки Лопт получить соответствующую ей разрешающую способ-
ность, ширину входной щели необходимо выбирать в соответствии
с формулой [91
_ ХУ?
tzonT -— .	,
Ьодт
где R — радиус решетки.
Реальная разрешающая способность. Для призменного прибора
реальная разрешающая способность с учетом формулы (54) опреде-
ляется в виде
— M dX M Aa dK ’	(10b>
где B2 — ширина сечения пучка, выходящего из призмы; Л/ — реаль-
ный линейный предел разрешения; А2 =	— относительное
отверстие камерного объектива.
Из выражения (106) следует, что с увеличением фокусного рас-
стояния объектива значение R^ растет, однако это приводит к умень-
шению светосилы прибора. При одном и том же фокусном расстоянии
реальная разрешающая способность будет тем больше, чем меньше
размер призмы. Следовательно, для достижения одних и тех же
значений £)z и можно применять камерные объективы с меньшим
фокусным расстоянием.
147
Рис. 114. Теоретическая и реальная разрешающий:-#
способности приборов с плоскими дифракционными11#;:
решетками в зависимости от параметров решетки
L и б
Для дифракционного прибора реаль-
ная разрешающая способность определя-
ется в соответствии с формулами (11) и
(89) в виде
Р __ sin а sin р
р Д/ cos р
а для автоколлимационной установки
п _ 2/з tg р
- д/ *
(107)
Сопоставляя выражения (107) и (95) для реальной и теоретической
способности, можно видеть, что пути повышения реальной разре-
шающей способности лежат в увеличении длины нарезанной части
решетки L с одновременным увеличением рабочего угла дифракции р,
что достигается применением решеток с возможно большими углами
блеска.
Для иллюстрации сказанного на рис. 114 приведены зависимости
(20 (сплошные линии) и (2Q (штриховые линии) для трех
дифракционных решеток с различными L и 6. Кривые 1 и Г построены
для решеток с L = 100 мм и 6 = 15°, т. е. решеток, обычно при-
меняемых в современных спектральных приборах. Кривые 2 и 2*^
определяют разрешающую способность решеток с L - 300 мм,
6 - 63°.
Технология изготовления таких решеток уже освоена.
Кривые 3 и 3' построены для уникальных решеток, имеющих L
— 600 мм и 8 = 82°. Область между кривыми 1 и 3 показывает рен#
зервы увеличения разрешающей способности дифракционных спек-
трографов. Как видно из рис. 114, значение дифракционной^
решетки возрастает почти в 25 раз.
Необходимо отметить, что переход от решетки с L 100 мм и
6	15° к решетке с L = 300 мм и 5 = 63° дает увеличение реальной
разрешающей способности спектрографа в 8—10 раз, а применение
решетки с L = 600 мми 8 = 82° — более чем в 20 раз.
На практике одной из основных причин ограничения теоретиче-
ской разрешающей способности является зернистость фотоэмульсии.
Она определяет разрешающую способность фотоматериала (число ЛЙ*;
ний на 1 см длины). Для используемых в спектроскопии материалов
эта величина не превышает 1000 линий на 1 см. Следовательно, две
спектральные линии не будут разрешены, если они отстоят друг от
друга на расстояние р < 10"3 см. При Д/ р будет полностью реали-
зована теоретическая разрешающая способность; невыполнение этого
условия приводит к тому, что реальная разрешающая способности
определится значением Д/ ™ р. Реально разрешаемый спектральный
148
интервал ЛХ, как это уже известно, связан с линейной дисперсией Dt
соотношением АХ &UDh а при А/ = р
откуда
/?р-= 103XDz.	(108)
Оценим влияние зернистости на разрешающую способность спек-
трографа и определим фокусное расстояние камерного объектива fa,
при котором можно в реальных условиях достичь теоретической раз-
решающей способности (хотя, как указывалось выше, без увеличения
действующего отверстия камерного объектива это приведет к умень-
шению светосилы).
На основании формулы (108) и выражений для призменного (55)
и дифракционного (93) приборов, заменив линейную дисперсию на
угловую [формулы (52) и (88) соответственно], получим
£*  / V1 na sin2 (9/2)	/1 ПО\
'2™	1000X2 sin (0/2)	’	u
для призменного спектрографа и
р __ mN cos р _ L cos р	/1 1
*'2? “	1000Х	““ 1000Х	1
для дифракционного. В выражениях (109) и (НО) множитель 1000
измеряется в см~1.
Оценки по формуле (109) показывают [3], что для выполнения
условия 7?т — для призмы с / = 5 см и 9	60° необходимо
использовать камерный объектив с /2 Э- Ю0 см. Для дифракционного
спектрографа с решеткой L 8 см при cos р — 1 и X = 500 нм
условием обеспечения равенства	в соответствии с формулой
(ПО) является использование камерного объектива с fa 160 см [3].
Параметры решетки. Чтобы получить максимальную концентра-
цию света в нужном рабочем порядке спектра, необходимо пере-
распределить световую энергию так, чтобы: 1) направление нулевого
максимума от отдельного зеркального элемента совпадало с направ-
лением на рабочий главный дифракционный максимум всей решетки;
2) спектр нулевого порядка решетки попал на направление минимума
от отдельного зеркального элемента.
Первое условие выполняется в том случае, если угол дифракции
совпадает с углом ф = —ср (см. рис. 85). Для этого в уравнение
решетки
d (sin а + sin р) тХ
необходимо подставить значения углов аир, выраженные через угол
падения света на грань штриха ср. Из рис. 85 видно, что р === 6 — ср,
а 6 -У ср. Следовательно,
2cos (а — 6)sin6 = mkld,	(111)
Условие (111) дает возможность определить угол наклона рабочей
грани по заданному углу падения а, порядку спектра для заданных
длин волн.
149
Второе условие выполняется тогда, когда для нулевого порядка н
спектра, т. е. при ~~ 0 а, рассматриваемое направление совпадает 1;
с направлением ф. Тогда	#
b (sin ф + sin <р) ~ 6Х,	J
где k - 1, 2, 3, ...	J 
Из рис. 85 видно, что ф — 0 и ф = а — 0, поэтому ।
2cos а sin 6	£Х/6.	(112):g| |
Условие (112) дает возможность определить при известном профиле у
решетки параметр Ь, т. е. ширину зеркальной грани. Максимум
интенсивности в спектре находится при значении угла падения
а = 26 — 0.	'
При автоколлимационной установке, для которой 0 = 6, имеем I
а — 0 = 6. В этом случае длина волны, которой соответствует |||
максимум концентрации, определяется из соотношения
2d sin 6,	/ I
Ширину нарезанной части решетки L выбирают такой, чтобыПг:^|
дифракция не ограничивала разрешающую способность прибора,
Длина нарезанной части должна быть значительно больше, чем LQ,
определяемая как [91	’
Lq = (Х/Д/) (/2 cos 0).
Светосила. Для щелевых призменных и дифракционных моно- 1
хроматоров ранее были получены выражения (19) и (23) для свето*2^Н
силы по потоку и gc при линейчатом и сплошном спектре соответ* • |
ственно. Эти выражения связывают энергетические характеристики у
(поток излучения Ф, яркость L) с геометрическими характеристиками
прибора (высотой h и шириной а щели, фокусными расстояниями И
коллиматорного и камерного объективов /j и f'2i площадями сеченийу|| |
входного Sj и выходного S2 пучков). Однако в выражениях (19) и-Й I
(23) не учтена степень монохроматичности излучения, пропускаемого
прибором. Это можно сделать, используя понятие спектральной у
ширины щели, характеризующей спектральный интервал ДХ,
заемый выходной щелью шириной а'. Если а’ = ayf2lfu то величина
АХ одновременно является спектральной шириной щели. Формула
(37) для АХ может быть преобразована к виду
Подставив в выражение (19) значение а, найденное из
П О Л уЧИМ
|?л	—г" jD^AX = тх “г S2DpAX,
f 1 т	f2
где S2 = S/y и h' = hf2lfx.
Считая, что у = 1 и S3 = S, будем иметь
g:i - TkS£)|} ДфДХ,	(114) ™
где Дф :: li/fi — h!f\ — угловая ширина щели.
150
Из выражения (114) следует, что светосила при освещении моно-
хроматора (спектрометра) источником линейчатого спектра пропор-
циональна угловой ширине щели Аф, площади сечения пучка S
и угловой дисперсии диспергирующего элемента. Подставив в выра-
жение (23) значение а, найденное из формулы (ИЗ), получим
ёа = тх ~ 4- А’М3 = tx-r S2D₽AX2.	(115)
/1 I	/2
Считая, что у = I и == S2 = S, будем иметь
gc =	(116)
Сопоставление выражений (114) и (116) показывает, что для линей-
чатого спектра светосила пропорциональна спектральной ширине
щели, а для сплошного спектра — квадрату спектральной ширины.
В обоих случаях светосила тем больше, чем больше угловая высота
щели, угловая дисперсия диспергирующего элемента и его площадь
(площадь сечения пучка).
Светосила спектрографов характеризуется освещенностью, созда-
ваемой на фокальной поверхности его камерного объектива.
Для линейчатого спектра из выражения (27) с учетом того, что
Si/y = S2 и S2//2 as (Pztf'z), имеем
6л = Тх(О2//')^1пП,	(117)
где D2 — диаметр камерного объектива.
Для сплошного спектра из выражения (30) получим
Gc == тх (О2//22) sin qA%.	(118)
Из выражений (117) и (118) следует, что в отличие от светосилы
монохроматора (спектрометра) светосила спектрографа определяется
не площадью диспергирующего элемента, а значением квадрата
относительного отверстия камерного объектива. При линейчатом
спектре светосила не зависит от ширины и высоты щели, а при сплош-
ном спектре она пропорциональна ширине щели.
Определим светосилу спектрографа с вогнутой дифракционной
решеткой. Телесный угол Q, под которым решетка площадью Q
видна из входной щели спектрографа,
О Q cos а
Световой поток через входную щель определится выражениями
® = Lha Qcoasa	(119)
для сплошного спектра и
Ф = ЛхА?Ла Q -	(120)
для линейчатого,
(123)
(124)
н ширина изображений
rs
л
И
uiHi liFlil
для линейчатого спектра.
Следовательно,
На круге Роуланда высота изображения щелей
h' h (s/r).
cos a cos В r Q
------- ==РрЬ-^2
Г л а в a 9. ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫЕ ПРИБОРЫ
С ВЫСОКОЙ РАЗРЕШАЮЩЕЙ
СПОСОБНОСТЬЮ
, 1
й = €1----------7Г ♦
cos р
для сплошного спектра и
Z7 1 А т cos a COS В j * Y Q

Из выражений (119)—(122) в соответствии с формулой (101)
получим освещенность в центральной части изображения линий:
Gc-PpAMQ/R2).	(125)
1 Из выражений (124) и (125) видно, что освещенность в централь-
ной части линии зависит от углов дифракции, так как коэффициент
отражения решетки рр зависит от этих углов. Светосила также про-
порциональна величине (// Q/7?3), представляющей собой относив
тельное отверстие решетки.
1, ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЛАСТИНКИ
ЛЮММЕРА-ГЕРКЕ	§
Для целого ряда задач, например при исследовании сверхтонкой
изотопической структуры спектральных линий, необходимо разред
шать компоненты линий, длины волн которых различаются между-;'
собой на величину КГ1™ КГ3 нм. Это требует применения спектраль|)
ных приборов с разрешающей способностью 5-Ю5—5-107 (для видиЯ
мой области спектра), что превышает возможности призменных иб
дифракционных приборов (теоретическая разрешающая способность-
== 104~И05). Столь высокую разрешающую способность удаетсзг
реализовать с помощью спектральных приборов, основанных на МЙ||
голучевой интерференции и называемых обычно приборами высок
разрешающей способности, К ним относятся пластинка Лю\шера-~~-:
Герке, эшелон Майкельсопа и интерферометр Фабри Перо.



Рис. 115. Пластинка Люммера—Герке:
й — стеклянная; б — воздушная
9
Пластинка Люммера—Герке представляет собой высокоточную
плоскопараллельную пластинку, изготовленную нз стекла или
кварца (рис. 115, а) или образованную двумя плоскопараллельными
пластинками (рис. 115, б). В пластинке осуществляется боковой
вход лучей под углом е, близким к углу полного внутреннего отраже-
ния. Так как угол е близок к предельному, то при каждом отражении
лишь небольшая часть энергии пучка выходит из пластинки под
углом е'. В результате многократных отражений с каждой стороны
пластинки образуется множество интерферирующих лучей с умень-
шающей интенсивностью. Число лучей N определяется толщиной
пластинки h и длиной L:
N	—L—.
2/х tg 6
Разность хода между двумя соседними интерферирующими лучами
Л ™ 2/iziCOSe,	(126)
где п — показатель преломления материала пластинки.
Выражая cos е' через е, из формулы (126) получим
Д _ 2/z у^п2 — sin2 е.	(127)
Если интерферирующие пучки собрать с помощью линзы, то в ее
фокальной плоскости образуется система интерференционных колец
равного наклона. Условие максимума интерференции имеет вид
2hy^n2 — sin2 е = mX,	(128)
где т — порядок интерференции.
Из формулы (126) следует, что если пластинка освещается излу-
чением с длинами волн X и V, максимумы интерференции возникают
в местах, для которых выполняются условия
2nh cos е' =	2nh cos e* =	(129)
Выражение (129) указывает, что максимумы интерференции для
двух длин волн располагаются под разными углами и е", т. е. лучи
различной длины волны пространственно разделяются пластинкой.
Аппаратная функция пластинки Люммера—Герке — распреде-
ление интенсивности интерференционных колец равного наклона
153
—........
(130)
в фокальной плоскости линзы. Она определяется выражением
(1 — р^)2 -р 4pjV sin2 ( л
---------------Ат
(1 — р)а + 4р sin2 ( л -г»
Интерференционная картина представляет собой систему узких
полос, разделенных широкими промежутками. Благодаря конечному
числу интерферирующих лучей между главными максимумами,
удовлетворяющими условию (128), образуется ряд побочных макси*
мумов небольшой интенсивности. В выражении (130) это обстоятель-
ство учтено вторым слагаемым в числителе.
Угловая дисперсия характеризует в угловой мере расстояние
между соседними максимумами интерференции. Для нахождения
угловой дисперсии Dp необходимо продифференцировать выражение
(128) по X:
n d&
(131)
2 Г Хм	— (n2 — sin2 8)
L ал
X-sin2e
. Линейная дисперсия определяет линейное расстояние между сосед-
ними интерференционными максимумами в фокальной плоскости
линзы, отображающей интерференционные полосы. Линейная диспер-
сия Di имеет выражение
•I itiuiiii
f' d&
dn
Pax
X sin 28
(я3 — sin2 s)
(132)'||
Спектральная область дисперсии характеризует спектральный Й||
интервал ДХ, соответствующий угловой области дисперсии ДвЙЗ|
Учитывая, что для малых значений е справедливо соотношение
d&!dk	Де/ДХ, из выражения (131) получим
Гл dn
~ X sin 2в
Из условия максимумов интерференции (128) имеем
Ae==2-
sin8 e)
i-Дк
(133)
А —	У sin2 8	п2
е h sin2 8
(134)
Приравнивая выражения (133) и (134), находим спектральную d
область дисперсии
А,__________X8 Vп* - Sin8 8
аЛ ~ 2ft [(л8 — sin8 8) — Лп (dn/dX)l •	::
Положив sin2 е 1 и пренебрегая дисперсией материала пла*:;^|
стинки, т. е. считая, что |ndn/dX| < (/г2 — sin2 е), получим более
простое выражение
X3
2/i	’
154
Для стекла (п 1,5) можно принять, что / п2 — 1
* 1, следо-
вательно,
АХ Х2/2/г.
(136)
Спектральную область дисперсии АХ обычно называют постоянной
пластинки. Для выбранной длины волны она обратно пропорцио-
нальна удвоенной толщине пластинки.
Теоретическая разрешающая способность определяется как отно-
шение длины волны X к теоретическому пределу разрешения 6Х.
В соответствии с критерием Рэлея минимальный разрешаемый угол
бе = х/D, где D — размер сечения пучка, причем D = L cos е,
следовательно, бе = ML cos е. На основании зависимости (131)
х о [An (dn/dX) — (м2 — sin2 е)]
Ое 2	k sin2 8	’
тогда предел разрешения
.. _ _________к2 sin 8
L [(м2 — sin2 е) — Xn (dn/dX)] ‘
Если положить sin 8	1 и пренебречь дисперсией материала пла-
стинки, то
бХ .....	.
L (п2 — 1)
В приведенных формулах принималось, что все интерферирующие
лучи имеют одинаковую интенсивность, что справедливо только
в случае не очень длинной пластинки, на которую падают лучи под
углом, близким к предельному. Более общим является выражение
м___ Xs |/"ng — sin3 е__________	(1371
[(я2 — sin2 8)Xn(d«/dX)] ’
где Ne — эффективное число интерферирующих лучей, т. е. совокуп-
ность лучей равной интенсивности, обеспечивающих такую же раз-
решающую способность, что и бесконечная совокупность лучей
неравной интенсивности. Величина Ne = л р/(1 — тр) является
функцией коэффициента отражения р поверхностей пластинки и
коэффициента ослабления светового пучка т за счет поглощения
пластинки на пути между двумя последовательными отражениями.
Из выражения (137) теоретическая разрешающая способность
Р ~ X _ 2А^е/г ](n2 — sin2 е) — Кп [dn/dX)]
т ^Х	X j/"n2 —• sin2 8
Несмотря на простоту устройства, этот прибор в настоящее время
используется весьма редко вследствие трудностей получения доста-
точно однородной и длинной стеклянной (кварцевой) пластинки, ее
деформации, высокой чувствительности к изменению температуры
окружающей среды и малой светосилу,
155
Рис. 116.. Схемы установки ила- I
ст й и ки Люмме р а—Г ер ке:	-J
а внутренняя; б — внешняя:
4	-- объективы; 2 — пластинка 1
Люммера — Герке; 3 — днепергиру- Л
кидая система спектрального при-
бора; 5 — приемник; 6 — спект-
ральиый прибор	33
Одним из недостатков
пластинки Люммера -Гер- ।
ке, как и других прибо-
ров, в которых для разло*||
жения излучения в спектр ||
используется явление ин- gl
терференции, является ма- S.I
лая ширина области сво- .
бодной дисперсии, дости- |
тающая, как можно оце- 
S)
нить из выражения (136), значений порядка единиц нанометра. 3
Поэтому излучение, исследуемое с помощью пластинки Люммера—Д
Герке, должно быть подвергнуто предварительной монохроматизации. ||
Обычно пластинка Люммера—Герке устанавливается по таСЗ!
называемой внутренней установке (рис. 116, а), при которой пла-; 3
стинка 2 располагается в параллельном пучке лучей между коллима- 1
торным объективом 1 и диспергирующим элементом 3 монохроматора.
В случае исследования излучения источника, содержащего малое-З
число спектральных линий, используется установка, при которой^!
направления дисперсии пластинки и монохроматора совпадают. Дн
Если исследуемое излучение содержит большое число спектр алы; sjiji
ных линий, которые могут переналагаться, пластинку устанавливают3|
таким образом, что дисперсии пластинки и монохроматора скрещеныи||
Отражающие плоскости пластинки должны лежать в плоскости ।
чертежа, при этом щель должна быть перпендикулярна плоскости J
чертежа. Спектр изображается в этом случае в виде интерферениион- :i
ных полос, располагающихся в направлении изображения .щели....й
монохроматора. Направление максимумов интерференции перпенди- н
кулярно направлению изображения щели.	Дяя
Схема установки, показанная на рис. 116, б, отличается от преды- Д
дущей тем, что здесь используется дополнительное коллиматорно|||1
устройство. На щели спектрального прибора получается систеЙ||-|
горизонтальных полос от излучения источника. В этом случае щель ;-|
монохроматора ориентируется перпендикулярно отражающим
верхностям пластинки.
2. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЭШЕЛОНА	?;(
МАЙКЕЛЬСОНА	..... ,::"Зй13
:и ; .г;г1.н11|П11||’||[|
Эшелон Майкельсона представляет собой стопу плоскопаралледьнйН
пластинок одинаковой толщины, отполированных с высокой
ностью (высота неровности не превышает сотых долей ,световой.В0ДЙ^||1:|
н сложенных на оптический контакт. Эщедон освещается паралдеадЕЕь^З
psic. 117. Эшелон Майкельсона:
,, прозрачный; б — отражательный
пым пучком света в проходящем
(рис. 117, о) или отраженном
(рис- 117, б) свете. По существу,
эшелон Майкельсона является
прозрачной или отражательной фазовой дифракционной решеткой
с малым числом штрихов (ступеней) большой ширины и с большой
разностью хода между двумя пучками, прошедшими через соседние
ступеньки или отраженными от них.
Разность хода в прозрачном эшелоне между двумя соседними
лучами (рис. 117, а)
Д = nh — h cos р + л.» sin 0,	(138)
где л'о и h — соответственно ширина и высота ступеньки; р — угол
дифракции.
Условие максимума интенсивности в интерференционной картине
имеет вид
nh — h cos р + л'о sin р = znX.	(139)
Из выражения (139) следует, что, как и в пластинке Люммера—
Герке, в основу принципа действия эшелона Майкельсона в качестве
спектроскопа положено пространственное разделение лучей различ-
ной длины волны.
Аппаратная функция прозрачного эшелона, как и дифракционной
решетки, может быть представлена в виде произведения
I = 4-Л («)-/2 (и),
где /0 — интенсивность падающего на эшелон света,
/х (и) — sin2 и/«2;	(г) — sin2 jVu/sin2 v.
Сомножитель (и) характеризует распределение интенсивности
дифрагированного света от отдельной ступеньки эшелона, а 1г (о) —
распределение интенсивности в интерференционной картине при
взаимодействии множества лучей, дифрагированных от всех ступенек
эшелона.
В развернутом виде аппаратная функция имеет вид
 COS2 Р
0—W
nxocospsinp
, А
лхо-cos р • sin Р ’
(140)
гдер — угол дифракции, определяемый углом в; N — число ступенек.
Благодаря дифракции на ступеньке эшелона весь свет концентри-
руется в одном или двух максимумах в пределах главного максимума
функции (и) в зависимости от разности хода, соответствующей про-
хождению через эшелон неотклоненных лучей.
Если разность хода Д, определяемая формулой (138) для р = 0,
равца целому числу длин волн, то образуется один интерференцион-
• 15?

(141)
Л
(142)
h cos fJ h xa cos fJ
а полагая для n «
(144)
1W
dn
dX
. - 2Л/Х:
__ 2ft
Xx0
ный максимум, совпадающий с главным максимумом функции Ц (и)
При А У= тк образуются два максимума.
Угловая дисперсия получается путем дифференцирования выра
жения (138) по X:
Для COS р 1, sin р «=; 0 получим
АХ
Л[(п — 1) — Л, (dn/dk>J *
находят путем приравнивания
(141)
dn \ . Л
— —_ j
k бл /
величине Ар, характеризующей угловое расстояние между соседними
максимумами;
Пренебрегая дисперсией в стекле, можно считать, что
12
АХ -------™==,
2ft У «2 — 1
п __ dp ft / п — 1 dn
dT 77 \ X dX
Линейная дисперсия определяется в виде
(' ft / и 1
Спектральную область дисперсии
угловой величины Ае из выражения
Ар-А/"-1
'«««ил
п2 — 1 «а 1, получим
АХ ®=! Х2/2/г.	(143)
Выражение (143) аналогично выражению (136) для пластинки ЛюМ1
мера—Герке.
Предел разрешения определяют из выражения (141):
яо ft / и — Г dn
60"k“T--dX
В соответствии с критериями Рэлея = Х/£), где D — размер
сечения пучка, причем D = (рис. 117), а следовательно, 6В
- Х/х0АС
На основании (144) получим
ЛА -	v
//ft [(«— 1) — X (dn/dX)] ‘
В отражательном эшелоне разность хода А при малых углах
дифракции р будет определяться выражением	.Д!
Д == п (2/i — хчр),	..J
Рис. 118. Схемы установок
с эшелоном Майкельсона:
.. _ внешняя; 1 — барока-
мера' 2 эшелон Майкель-
сона;’ 3 — объектив; 4 - -
призма; 5 — входная щель;
6 _ внутренняя; 1 — фото-
пластинка; 2 — призма; 3 —
входная щель;4 — объектив,
5' — диспергирующая сис-
тема спектрального прибора;
$ — барокамера; 7 — эше-
лон Майкельсона
При п « 1 получим
6)
условие для максимума интерференции:
2h — х’оР = тк.	(145)
Угловая дисперсия может быть получена дифференцированием
выражения (145) при подстановке т
n df} т
^dkTa
Линейная дисперсия эшелона
2ft
Xxq
Спектральная область дисперсии имеет вид,
АХ = Х2/2/г,
а предел разрешения определяется формулой
6Х - Х2/2Л7г.
Сравнивая характеристики прозрачного и отражательного эшело- *
нов, можно сделать следующие выводы. Отражательный эшелон
имеет угловую дисперсию в 3~—4 раза больше и во столько же раз
меньший предел разрешения, чем прозрачный эшелон. В то время
как прозрачный эшелон очень чувствителен к колебаниям темпера-
туры, отражательный эшелон практически к ним нечувствителен.
К преимуществу отражательного эшелона следует также отнести воз-
можность его использования в вакуумной УФ области.
Как и пластинка Люммера—Герке, эшелон Майкельсона обычно
используется совместно с другим спектральным прибором. Сканиро-
вание по длинам волн при использовании прозрачного эшелона
достигается его легким наклоном, а при использовании отражатель-
ного эшелона — изменением давления в специальной барокамере,
159 '

куда устанавливается эшелон. Изменение давления в барокамеру
позволяет в небольших пределах менять оптическую разность хода;
что в свою очередь дает возможность перемещать спектральную
линию из одного положения в другое.	:Ш
На рис. 118 показаны некоторые из возможных схем установок
эшелона совместно с дополнительным спектральным прибором^
В схеме рис. 118, а входная щель эшелона помещена в фокальной
плоскости объектива коллиматора. Этот же объектив фокусирует;
интерференционную картину на входную щель спектрального прн-:
бора. Схема на рис. 118, б иллюстрирует внутреннюю установку
эшелона в автоколлимационный спектрограф. Изображение интерЙ
ференционной картины образуется на фотопластинке спектрографа^
3.	ОСНОВНЫЕ ТИПЫ ИНТЕРФЕРОМЕТРОВ ФАБРИ— t
ПЕРО
Как и рассмотренные ранее пластинка Люммера—Герке и эшелой!
Майкельсона, интерферометр Фабри —Перо [12, 13] относится к спек-
тральным приборам, которые основаны на многолучевой интерферен-?!
ции в пластинках.
Интерферометры Фабри—Перо (ИФП) представляют собой плое|
скопараллельные или клиновидные пластинки, ограниченные псй|1
верхностями с высоким коэффициентом отражения р. Кроме плоских |
поверхностей в ИФП используются сферические. Наряду с ИФП,
образованными двумя поверхностями, используются интерферометрий
с тремя поверхностями или комбинации двухзеркальных ИФП'П
Многолучевая интерференция в ИФП происходит в результате деле|Н
ния амплитуды всего фронта световой волны, падающей на интерфейс
рометр. Это достигается тем, что зеркальные слои, покрывающий
поверхности, обладают пропусканием, характеризующимся коэффи-
циентом т. Если через а обозначить коэффициент поглощения зер-
кальных слоев, то р + т + а = 1.	Й
Принцип образования многолучевых интерференционных полос|
ясен из рис. 119. Пучок параллельных лучей (на рисунке показан
Рис. 119. Ход лучей при
многолучевой интерферен-
ции
Рис. 120. Распределение
интенсивности в проходя-
щем и отраженном свете
' 1.60
Рис. 121. Двухзеркальный плоскопа-
раллельный ИФП
один луч 1 этого пучка) падает под углом в на пластинку, образован-
ную двумя параллельными плоскими поверхностями и S2, покры-
тыми зеркальными слоями, частично отражающими и частично
пропускающими свет.
На поверхности S1 в точке А луч частично отражается, образуя
луч Г и падает на поверхность S2 в точке В. Здесь луч вновь частично
отражается, попадает на поверхность S/ в точке С и образует луч 2'.
Отражаясь в точке С, луч попадает на поверхность S2 в точке D
и образует луч 2". Аналогично возникают лучи 3\ 3” и т. д.
В результате многократных отражений на зеркальных поверх-
ностях и прохождения через них образуется совокупность когерент-
ных интерферирующих лучей с постоянной для каждой пары сосед-
них интерферирующих лучей разностью хода.
Интерферируя между собой, лучи образуют многолучевую интер-
ференционную картину, отличную от интерференционной картины
при взаимодействии двух лучей (см. рис. 13). В проходящем свете
интерференционная картина представляет собой узкие светлые
полосы, разделенные широкими темными промежутками (рис. 120, а).
В отраженном свете (рис. 120, б) картина будет дополнительной по
отношению к картине, наблюдаемой в проходящем свете (строго
говоря, это справедливо для случая непоглощающих слоев).
В технике интерференционной спектроскопии наибольшее рас-
пространение получили следующие типы ИФП: двухзеркальный
плоскопараллельный, двухзеркальный клиновый, четырехзеркальный
плоскопараллельный (мультиплекс) и двухзеркальный сферический.
Плоскопараллельный ИФП. Прибор (рис. 121) представляет собой
две параллельно установленные пластинки S/ й S2, покрытые полу-
прозрачными слоями, отстоящими друг от друга на расстояние /г.
Величина h называется также толщиной ИФП. При h — const ИФП
называют эталоном Фабри—Перо.
Для устранения дополнительных систем интерференционных
полос, образующихся от незеркальных поверхностей пластин, по-
следние выполняются клиновидными (угол порядка 1—2°).
Разность хода А между двумя соседними лучами, прошедшими
через ИФП, определяется выражением
А 2/т cos е,
6 Скокой И. В.	161


в котором, как и далее, кроме особо оговоренных случаев, приняв
1. Разность фаз 6 соседних интерферирующих лучей
с 2яД 4лЛ cos е ,
о ~ __ ™---------$ -j- $ ,
где 6' и 6" — скачки фаз на отражающих слоях.
Условие максимума интерференции имеет вид
к / С Г t С
тл
(14i
где т = О, 1, 2, 3, ... и выполняется для всех лучей, составляющей
угол e с нормалью к поверхности пластинки. Следовательно, в фи
калькой плоскости объектива, установленного за ИФП, образуете^
система колец, соответствующих условиям trik = 2h cos Ej; (т Д|
— 1) К = 2h cos е2 и т. д.	' hi! I
Из сказанного ясно, что если на ИФП падает излучение сложном
спектрального состава, то для каждой длины волны образуется своя
система интерференционных концентрических колец равного наклр||
с разными угловыми положениями максимумов и минимумов. Так|и
образом, ИФП представляет собой диспергирующий элемент, обеспи
чивающий разложение излучения в спектр.	;|||
Клиновый ИФП. Прибор (рис. 122) представляет собой две плаш
стинки S1 и S2, установленные относительно друг друга под малый!
углом %. Толщина интерферометра при этом изменяется согласйИ
выражению	.I
текущая координата
где ft0— минимальная толщина ИФП; x — 
При освещении клинового ИФП параллельным пучком, содеряЩ
щим излучение сложного спектрального состава, образуется систем!
интерференционных полос равной толщины с различным линейнд
положением максимумов и минимумов.
Разность хода между лучами 1 и 2
определяется выражение ||
I
I.	111
Для луча, претерпевшего А/ отражений между зеркальными ||
Верхностями, разность хода Ал- по сравнению с лучом, непосре|||
ствеино прошедшим через КИФГ1, определяется выражением
I и 11.1 in и и Ji|j|[
i; J !i i iHBiiui|ilE
3
а разность фаз	Sgh
бу =	+	х2].	Ji||
Из выражения (149) следует, что при большом числе отражений
{N '$> 1) луч, испытавший 2N отражений, будет иметь дополнитеШД!
ную разность хода Д' = (4/3) х2й по сравнению с лучом, претерйе||
162
। li'ii iiiiijiniit

рис. 123. Мультиплекс-ИФП
шим 2W отражений между параллельными
зеркальными [поверхностями. При этом,
если условие
ЗХ
(150)
не выполняется, то рассмотренное описа-
ние распределения интенсивности в полосах
для параллельного расположения зеркал
будет вносить ошибку тем большую, чем
выше коэффициент р (число отражений Ne),
угол клина % и толщина интерферометра h.
Однако на практике оказывается, что
дополнительная разность хода, вызванная
наклоном зеркал,. будет того же порядка,
что и разность хода, обусловленная ошибками
изготовления зеркал. При х 1,5* 10“5 рад, h = 100 мм и N = 100
изменение расстояния между зеркалами ИФП, адекватное дополни-
тельной разности хода, для 1 — 500 нм составляет примерно V100.
Это означает, что луч, который претерпел многократные отражения
от зеркальных поверхностей, сместится по координате х на такое
расстояние, при котором толщина клинового ИФП изменится на
весьма малую величину Дй, соизмеримую с погрешностями изго-
товления зрекальных поверхностей. Следовательно, можно считать,
что интерференция на каждом небольшом участке зеркал происходит
так же, как и в плоскопараллельном интерферометре. Поэтому на
практике принимается, что распределение интенсивности в интер-
ференционных полосах клинового ИФП такое же, как и в плос-
копараллельном ИФП.
Разность хода определяется выражением
Д - 2й,
где h определяется соотношением (148).
Условие максимума интерференции имеет вид
тК = 2 (/г0 + хх) - А- (6' + 6")<	(151)
Разность фаз соседних интерферирующих лучей
4л/г0	। 4ях%
Т 1 Г“
+ 6' 6".
(152)
Она достигает максимального значения при 6 = 2лт.
Мультиплекс-интерферометр. Этот прибор (рис. 123) образуется
путем последовательной установки двух интерферометров 3/, S2
и S3, S4. имеющих толщину йх и h2 соответственно. Возможность
применения мультиплекс-интерферометра основана на том, что
6*	163
““в
Рис. 124. Сферический ИФП
угловые направления, при | которц
образуются максимумы интерферен
ции обоих интерферометров для б|
ной и той же длины волны, совй|
дают.	;Я

Для соседних интерферирующих лучей в каждом из интерфероме-
тров разность хода Д и разность фаз 6 определяются выраженияД|1
дг = 2h± cos Ejj Д2 == 2Л2 cos е2;
О 4лЛх	I JBS* I в!*
ох = —cos g| -X fig Д- fi2,
A
S2 =  4j^a. cos e2 + 62 -j- 62,
где б{,	82 и 62 — скачки фаз на отражающих поверхностях. [Ч
В том случае, когда оба интерферометра взаимно параллельны,
наблюдаемые в каждом из них системы интерференционных колет
будут концентрическими. Если выбрать такое направление пяд^Д
щего пучка, при котором оба ИФП в некотором направлении одноврЛ
менно будут удовлетворять условиям = 2л/пх; б2 = 2пт2, йи
mi и т2 — целые числа, то мультиплекс будет'иметь максимум'Ща
пускания, а образующаяся интерференционная картина будет ИИ
зультатом совместного действия составляющих ИФП.	: к|||
В зависимости от соотношения между толщинами составляющим
ИФП	dfflii
 i'iiiiiNi’hil 11
Расстояние между зеркалами также вый|щ
/ll ~~ /1>2
i ht /ц или (h$ — h^/hi = &h/h = 0,1
различают три варианта установок мультиплекса.
Сферический ИФП 129]. Прибор (рис. 124) представляет с6й|11
афокальную систему, состоящую из двух одинаковых вогнутых зерй^|
с радиусом кривизны г. Расстояние между зеркалами также вц$|Щи
ется равным г. При указанной установке центр кривизны одиоЙЙ|!
зеркал и вершина другого совпадают. Кривизна внешней новерШ|
ности выбирается такой, чтобы каждый из зеркальных элемент®
представлял собой менисковую линзу нулевой оптической сн|}||
Поскольку увеличение афокалыюй системы равно единице, посл||
прохождения через сферический ИФП форма волнового фррц||
параллельного пучка лучей не изменится. На выходе интерферЖ
метра образуются две совокупности интерферирующих лучей 1
которые совпадают друге другом (в отличие от плоской араллельНЙИ
ИФП). На рис. 124 показано по одному лучу из каждой группы: ДИД
Между лучами каждой группы происходит интерференция
никают две независимые системы колец, которые наблюдаются"ЖЙ i
калькой плоскости объектива, размещаемого за сферическим >Wf]|i
1б4 '	।
Если на интерферометр падает параллельный пучок света под
малым углом к оси ИФП, то системы полое практически сольются,
и их интенсивности суммируются. При совпадении направления па-
дающего пучка с направлением оси интерферометра между лучами
каждой группы происходит интерференция, приводящая к двойному
уменьшению ширины полосы и к такому же увеличению теоретиче-
ской разрешающей способности.
Указанный эффект возникает при условии, если одну половину
зеркал покрыть сплошным отражающим слоем, а вторую половину —
полупрозрачным. В этом случае на выходе интерферометра также
образуется только одна совокупность пучков, направление которых
совпадает с направлением пучков, падающих на интерферометр,
а следовательно, и одна интерференционная картина.
Разность хода между двумя последовательными лучами в идеаль-
ном (безаберрационном) интерферометре не зависит от направления
входа лучей и составляет постоянную величину
А = 4г.
В этом случае «безаберрационный» сферический ИФП не дает
интерференционных колец, а условие максимума интерференции
4r = ml-4-0' + 6")
будет справедливо Для лучей, падающих на сферический ИФП под
любыми углами.
Наличие аберраций приводит к тому, что разность хода Д сумми-
руется с дополнительной разностью хода Дх (для пучков, падающих
на сферический ИФП под достаточно большими углами)* Следова-
тельно,
Д txz 4/* ДЬ
где
л	D4
16/-з
определяет максимальное значение добавочной разности хода, кото-
рая вносится аберрациями зеркальных сферических элементов с диа-
метром действующего отверстия D [3 ].
Условие максимухма интерференции при этом выражается соот-
ношением
4г--<. = Л (« +«')•	(153)
Если углы падения невелики, зеркала имеют небольшое действую-
щее отверстие, то влияние сферической аберрации будет незначи-
тельным, и разность хода Аг можно не учитывать. При этом А = А.
Так как аберрации незначительны, то размер центрального пятна
системы интерференционных колец будет достаточно большим (в отли-
чие от плоскопараллельного ИФП). Расстояния между интерферен-
ционными кольцами по мере их удаления от центра картины быстро
уменьшаются.
4.	ОПТИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ СПЕКТРАЛЬНЫХ
ПРИБОРОВ С ИФП
Спектрографы. При фотографической регистрации интерференций®
ной картины удается получить на фотопластинке одновременно рад
спектральных линий и с достаточной точностью измерить расстоянй|
между ними. Разработанные в настоящее время методы обработку
спектрограмм позволяют достаточно полно оценить точность измерь
ний, а также определить систематические и случайные погрешности
Фотографическим методом можно, например, определить положе^
ние компонентов спектральной линии, имеющей сверхтонкую струк-
туру. Вместе с тем измерение относительной интенсивности и onpgjl
деление истинной формы контура спектральных линий связаны с це£;
лым рядом трудностей и возможностью ошибок. Несмотря на этб4
недостаток, фотографический метод получил широкое распространи
ние в спектроскопии высокой разрешающей способности. Л!
В зависимости от типа ИФП при спектральных измерениях испоЛ|||
зуются две принципиальные схемы установок.	ji|i!
Плоскопараллельный ИФП 3 (рис. 125, а) освещается широк|||
очником света 1 через линзу 2. Камерный объектив 4 создает н^
источником света 1 через линзу z. камерный объектив 4. создает Яд! I
фотопластинке 5, установленной в его фокальной плоскости, системен
концентрических интерференционных колец. Кольца локализованы
в бесконечности.	;lsl|
Клиновый ИФП (рис. 125, б) освещается точечным истЬчникЙ!
света для обеспечения постоянства угла наклона. Источник света|1|
через конденсор 2 освещает диафрагму небольшого размера 3, уст|1
новленную в фокальной плоскости объектива коллиматора 4. Парам
лельный пучок освещает интерферометр 5. Интерференционные |ПЙ
лосы равной толщины, параллельные ребру двугранного угланцд1[
камерным объективом 6 изображаются на фотопластинке 7. ПолоДД
локализованы на поверхности первого зеркала. Мультиплекс-ИжМ|
и сферический ИФП устанавливаются по схеме, аналогичной схЯи
на рис. 125, а.	ЯМ
Обычно ИФП представляют собой два зеркала, размещении
в корпусе; между зеркалами предусмотрены распорные кольца
личной толщины, позволяющие варьировать толщину. ЗеркальЙ|Я
„ г ,	пластины изготовляют из' ЛИ
4
личной
/	2
кал 20—60 мм,
а)
166
".
'X
ла или кварца (в зависимдс|||1
от рабочего участка спеккЯни
Распространенный диаметр|"в|
толщина зе|1||||

Рис. 125. СхеэдйФЙв?1
с ИФП :.7.
Таблица 22
Прибор	Материал пластин	Рабочая спектраль- ’ная область, нм	Коэффи- циент отра- жения, %	Диапазон толщин, мм
ИТ-28-30	Кварц: кристаллический	220—360	80—86	0,3—30
	плавленый	340—600	85—90	
ИТ-28-150	кристаллический	220—360	80—86	40—150 .
	плавленый	340—600	85—90	
ИТ-51-30 ИТ-51-150	Стекло	400—800	87—92	0,3—30 40—150
— 5—15 мм. Для видимой области спектра в качестве зеркальных
покрытий чаще применяются диэлектрические многослойные по-
крытия из 5—15 слоев сульфида цинка и криолита. Оптиче-
ская толщина каждого слоя составляет ^К/4. Для УФ области
используются зеркала с пластинками из кристаллического кварца,
покрытые алюминием, или из плавленого кварца, покрытые дву-
окисью кремния и двуокисью титана. Точность обработки зеркаль-
ных поверхностей составляет ~М100, точность выставления зеркал
на параллельность ~10—15" [3, 8].
Отечественной промышленностью выпускаются ИФП Типа ИТ-28
и ИТ-51, характеристики которых приведены в табл. 22 18]. Диа-
метр пластин прибора 50 мм.
Мультиплекс-ИФП выпускается под шифром ИТ-36. Он представ-
ляет собой комбинацию двух ИФП, имеющих кратные толщины.
В комплект прибора входит набор кварцевых распорных колец, тол-
щиной I, 2, 4, 8, 16, 32, 64 и 128 мм. Для точного согласования
толщин составляющих ИФП один из них (с большей толщиной)
снабжен системой для изменения давления внутри камеры.
ИФП, скрещенный с монохроматором. Скрещивание ИФП с до-
полнительным спектральным прибором необходимо для того, чтобы
выделить область спектра, содержащую одну исследуемую линию
или участок спектра, сравнимый со спектральной областью диспер-
сии. В качестве средств предварительной монохроматизации исполь-
зуются светофильтры или призменные и дифракционные монохррма-
торы. Из различных типов оптических фильтров в установках с ИФП
наибольшее применение находят интерференционные светофильтры.
Их используют тогда, когда исследуемый спектр содержит небольшое
167
нтерферометрд.
‘тановке зная]
J I j 11;।i: I; iVii11-1.i'=| г uiiii
Рис. 126. Схемы приборов с ИФП и м ногохром втором предварительной дисперсии!
1 — источник излучения; 2 — конденсорные линзы; <? — ИФП; 4 — диафрагма; 5. 7 — об»
ективы спектрографа; 6 — диспергирующая система (в данном случае — призма); 8
монохроматором, может быть установлен
фотопластинка	.:/:ш
число линий. В остальных случаях применяют дифракционные иЛ
призменные монохроматоры.	-Я
ИФП, скрещенный с I
по одной из двух схем: внутренней	или	внешней.	Я
При внешней установке (рис.	126,	а)	интерферометр размещается
вне спектрального прибора в параллельном пучке лучей, образов»
ном коиденсорной линзой. Интерференционные кольца изобпажаютд
в плоскости щели, установленной в задней фокальной плоск6с|Ц
объектива. Последний должен быть исправлен на хроматизм . д|И|
обеспечения резкой фокусировки колец в плоскости входной ще^й
Достоинством способа внешней установки ИФП являются малЖ
количество рассеянного света, возможность изменения увеличенм
картины колец, использование всей площади зеркал интерферометди
Однако габаритные размеры прибора при внешней установке знй<||
тельны, кроме того, его юстировка должна проводиться с больЙ|И
тщательностью.
При внутренней установке (рис. 126, б) ИФП размещается
раллельном пучке между коллиматорным объективом и дисперВм
рующим элементом спектрографа. На фокальной поверхности спе^«
изображается в виде линий, пересеченных поперечными полосками^
участками интерференционных колец. К преимуществам спой9||)
внутренней установки следует отнести компактность прибоДййИ
отсутствие дополнительных оптических элементов. Его недостй|ш
является значительное количество рассеянного света, так как OMlj
шая часть световой энергии отражается от первого зеркала и раод^|||
вается внутри спектрографа. В спектрографе с неисправЛё$||в
астигматизмом фокусные расстояния камерного объекти1ЖЯ||
интерференционных колец и щели могут не совпадать. у;:;7тт|
Спектрометры с ИФП. На практике находят применение сиеДйЙ
метры с ИФП, построенные по. одноканальной и |;Лвух!ЙЙИ1||]
схемам [8].
J68
12	3	4	5	6 Z В S 10	11 12
Рис. 127. Схема одноканального спектрометра с ИФП
На рис. 127 показана одноканальная схема. Источник излучения
1 через конденсор 2 освещает входную щель монохроматора 3, состоя-
щего из диспергирующего элемента 5, объективов 4, 6 и выходной
щели 7. Вышедший из монохроматора свет направляется на оптиче-
скую систему ИФП 8—9—10. Нужная часть спектрального интервала
излучения выделяется диафрагмой 11 и направляется па приемник 12.
Одноканальная схема применяется только для исследования
стабильных источников излучения. Световой поток от нестабильных
источников, проходящий через оптическую систему, непрерывно и
нерегулярно изменяется, искажая запись контура спектральной
линии. Нестабильность можно учитывать путем одновременного изме-
рения излучения некоторого стандарта, изменяющегося по закону,
аналогичному закону изменения исследуемого излучения. В качестве
такого стандарта удобно принять интегральный световой поток
рассматриваемой спектральной линии. Из сказанного следует, что
целесообразным вариантом построения оптической схемы спектро-
метра является двухканальная схема, состоящая из рабочего канала,
где установлен ИФП, и канала сравнения.
Пример двухканальной схемы приведен на рис. 128. Монохрома-
тор предварительной дисперсии имеет входную щель 13, объективы
10 и 12, диспергирующий элемент И (в данном случае — дифракцион-
ную решетку), выходную щель 9 и соединительную призму 8.
В рабочем канале / в параллельном пучке между объективами 5
и 7 установлен интерферометр 6. Канал сравнения II содержит
объектив, перед которым установлена диафрагма для регулировки
светового потока. Каналы разнесены по высоте так, что свет проходит
в один канал через верхнюю, а в другой — через нижнюю части
щели.
Излучение исследуемого источника 16 конденсорной системой 15
направляется на входную щель 13 монохроматора, непосредственно
перед которой расположен дисковый модулятор 14. При вращении
109
itiitiiiiiiHitH!:
модулятора по очереди открываются верхняя или нижняя част§
щели 13, и свет поступает в I или II каналы.
Световой пучок канала II, отражаясь от полупрозрачной пл$|
стинки, фокусируется одновременно с пучком канала I на диафрагме^
4, которая выделяет заданную часть спектрального интервала и|8
центрального пятна интерференционной картины. С помощью линзы?
3 пучок света через диафрагму 2 попадает на приемник 1. На выходе-
описанного спектрометра записывается логарифм отношения интен-
сивности спектрального интервала 6Х (канал I) к интегральной;
интенсивности спектральной линии (канал II).
Спектральный интервал, регистрируемый фотоприемником, изме^
няется за счет сканирования интерференционных колец в ИФП.?
Способы сканирования основаны на изменении одной из величин
показателя преломления среды п между зеркалами, угла падения
лучей е на интерферометр и толщины h ИФП [8, 14].	Е|;
Для изменения показателя преломления п интерферометр поме*:
щается в барокамеру. Показатель преломления газа зависит
давления Р в барокамере:	Сь
где nG — показатель преломления газа при нормальном давлении
Порядок интерференции т связан с параметрами интерферометра^
соотношением (при нормальном падении лучей) т 2nh/K, откудЙЙ
iii'.'liiiiTi'.W
" ч I'.hiiiiHHillii [
2/z Л 2h i A n
Ш = -jr- Дп *= -a--------H---АР*
Л	h Pf>
Для воздуха (n0 — 1) = 2,93* Ю \ поэтому при л == 540
и 1 мм изменение давления примерно иа 0,1 МПа приводйЙн
к изменению порядка интерференции на Ат ~ 1,17. Описанн;Й|Ш
способ обеспечивает малую скорость сканирования и обычно примеру
няется при больших расстояниях между зеркалами.
Способ, основанный на изменении угла падения лучей, отличаетейШ
достаточной простотой. Он реализуется путем поворота ИФП’КИЙ!Ill
следовательным пропусканием через выходную диафрагму узкиМ:
участков интерференционной картины. Интервал сканирования
Я 1
Д;п — (2А./Х) Д (cos в).
ч
Сопоставляя полученные выражения, можно заключить.,хЖЕ
изменение давления на 0,1 МПа эквивалентно изменению cos"'e"W
2,93-10“*. Следовательно, для начальной установки, т. е. е0
изменение давления на 0,1 МПа и 1 МПа соответствует измей|йЙЙ|||
угла г на 1° 24' и 4° 23' соответственно, т. е. небольшие повбре¥Й|й
ИФП эквивалентны большим перепадам давления.
Весьма распространены способы сканирования, основанные на С
изменении расстояния между зеркалами h за счет перемещения
из них. Это достигается путем изменения электрического напрЯ|^|||
ния, подаваемого на изготовленные из пьезокристаллических
170	аМ
Вее
Ряс, 129. Схема автоколли-
мациониого ИФП с двумя
приемке - регистрирующими
системами:
у источник излучения; 2 —
зеркало; ,3. 5 — объективы; 4 --
ЦФГ1; 6, 7 — приемники
риалов стержни, регулирующие толщину ^ИФП. Используются
также способы сканирования, основанные на явлении электро- и
магнитострикции [31.
Некоторые схемы ИФП. Для обеспечения высокой контрастности
полос и повышения разрешающей способности, реализуемых в муль-
типлекс-ИФП, и одновременного устранения трудностей юстировки
чстырехзеркальной системы используются ИФП автоколлимацион-
ного типа, в которых свет дважды проходит через один и тот же ИФП.
Такие схемы эквивалентны мультиплексу с ИФП равных толщин.
Основная трудность при реализации автоколлимационных ИФП
заключается в устранении наложения двух систем интерференцион-
ных полос, образующихся при двукратном прохождении света через
ИФП и отражении от него. Ниже приведены некоторые варианты
автоколлимационных схем, в которых различными способами осу-
ществляется разделение систем интерференционных полос.
Разделение систем полос путем установки двух приемно-регистри-
рующих систем иллюстрирует рис. 129. Одна из систем наблюдается
с помощью объектива 5 и приемника 6, другая — с помощью объек-
тива 5, зеркала 2 и приемника 7 [121.
Другим способом разделения полос является установка после
выходного объектива 5 (рис. 129) крышеобразной призмы и стоящего
перед ней экрана, устраняющего паразитные изображения.
В схеме на рис. 130 применены поляризационные элементы,
позволяющие устранить одну из систем полос. Свет от источника I
через объектив 2 освещает зеркала 4 интерферометра. Лучщ проходя-
щие через интерферометр и систему объектив 6 — плоское зеркало 7,
вновь проходят через ИФП. С помощью зеркала 8 и объектива 10
интерференционную картину наблюдают на экране (или регистри-
руют на фотопленке 11). Отраженные от ИФП лучи гасятся с по-
мощью поляризаторов 3 и 9, которые имеют соответственно горизон-
тальную и вертикальную плоскости поляризации, и четвертьволновой
компенсирующей пластин-
кой 5, ось которой смеще-
на на Z/4. В такой системе
лучи, отраженные от ИФП,
гасятся поляризатором 9,
а лучи, прошедшие через
Рис. 130, Схема автоколлима-
ни он я ого ИФП с поляризацион-
ными элементами
171
Рис. 131. Схема автоколлимацион-|
и ого ИФП с дополнительным зер^’|
калом:
1 — источник излучения; 2, 4, 7 объ* н|
ективы; 3, 8 — зеркала; 3 — приемник;-.^
6 — ИФП
ьн|!
ИФП, дважды проходят че-
рез пластинку, в результате!]
чего плоскость их поляриза-
ции поворачивается на л/2, и ИФП полностью пропустит эти лучи.
I Возможная схема разделения систем (рис. 131), в которой свет,
в прямом направлении проходит одну половину зеркал, а в обратном;]!
отразившись от концевого зеркала, —другую половину зеркал 13).J
Некоторые дополнительные возможности обеспечивает примете?]|
лше двухканальной схемы, показанной на рис. 132. Свет от источника ]
/, коллимированный объективом 2, разделяется на два пучка, прохо* ]
дящне через интерферометры 3 и 8. Призмой 5 пучки сводятся вмесЖЙ
и с помощью объектива 6 системы интерференционных полос изобра- ]
жаются на фотопластинке 7. Половины пучков в каждом канале обрй|!
заются шторками 4. Путем использования ИФП с различными пара^Н
метрами (р и h) можно получать интерференционные полосы (кольца|!
с различными характеристиками (т. е. варьировать разрешающую
способность и дисперсию) [13}.	‘'Я
| Повысить контрастность полос позволяют также многопроходный'!
ИФП. Для иллюстрации на рнс. 133 показана схема ИФП, в которой!
число проходов равно трем. Для схемы характерны большие световый|
Особенности регистрации быстропротекающих процессов. Для
записи быстроизменяющейся во времени структуры спектральных
линий применяется ряд технических приемов, которые будут кратко :?!
изложены ниже [3, 191.	-Il
Сканирование с помощью обратного пьезоэффекта. Одно из зеркал |
укрепляется на стержне или цилиндре нз титана бария, на который
подается управляющий импульс. Электронная система обеспечивай|}:!й||
синхронизацию изучаемого процесса с управляющим импульеом||||
этом время записи одного порядка должно быть меньше xapw||«
терного времени процесса.
сматриваемый способ имеет1 тЭДЦа
недостаток, что необходимей’
при
•   ?! !!<! ini’1>il> 1'1’h1
Рис. 132.	
нальиого ИФП
Рис. 133. Схема трехпроходного ИФП:
/ источник излучения: 2,5 — объективы;
j -- ИФП; 4 — призмы; 6 -- приемник
3
за ним
ЕЗ ММН kd
яви и
мнят
имам
4
'•ь

последовательно регистрировать
отдельные спектральные элементы.
Это приводит к неполному исполь-
зованию энергии излучения источ-
ника. Кроме того, вследствие уско-
рения, которое испытывает зеркало
--------------------------------( ПрИ ПОдаче на него управляю-
щего импульса, возможны деформации зеркал, а следовательно, ие
искажения формы спектральных линий.
Применение волоконной оптики. При этом способе интерферен-
ционные кольца проецируются на торец волоконного световода; на
другом его конце волокна, соответствующие данному кольцу, укла-
дываются рядом, а выходной торец световода проецируется на катод,
электронно-оптического преобразователя с каскадным усилением:
яркости изображения, который осуществляет развертку спектра
в направлении линейной дисперсии.
Применение ЭОП. В связи с определенными трудностями изготов-
ления качественных волоконных световодов используют непосред-
ственное сочетание ИФП н ЭОП, т. е. спектральная щель монохрома-
тора с ИФП проецируется на катод ЭОП. Развертка осуществляется
в направлении, перпендикулярном щелн.
Этот способ технически более прост, чем предыдущий, однако онг
позволяет использовать свет лишь от части кольца.
Применение аксикона. Способ основан на свойстве конической-
линзы (аксикона) пространственно разделять соседние спектральные'
линии.
Если аксикон установить после камерного объектива, перед,
его задней фокальной плоскостью, то лучи разных длин волн соби-
раются на оси на разных расстояниях от камерного объектива. Для-
регистрации спектра в соответствующих местах устанавливаются
фотоприемники, каждый из которых соединен со своим осциллогра-
фом. Благодаря этому обеспечивается регистрация изменения кон-
тура исследуемой спектральной линии.
5.	ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СПЕКТРАЛЬНЫХ
ПРИБОРОВ С ИФП
Аппаратная функция. Как известно, эта характеристика интер-
ферометра представляет собой распределение интенсивности в поло-
сах на выходе ИФП при освещении его параллельным пучком моно-
хроматического света.
Аппаратная функция плоскопараллельного ИФП определяется
выражением
]_
1а
(154)
173:.

(155)1
max
б
паратную
(157)|
р)3 -г 4р sin2 (6/2) ’
ИЛИ
(158);
на рис. 134 приведены аппаратные функции ИФП при различных
->ГТ nnntKJn V «/rvvlvlni	ЛГГ гч	!|
юоо
500
Как и для дифракционной решетки, аппа-
ратную функцию интерферометра можно пред-
ставить в виде
•значениях коэффициента отражения зеркал р.
Резкость полос быстрее увеличивается при больших значениях;
коэффициента р, как это видно из графика, приведенного на рис. 135.
Z
' шах
Из выражения (154) с учетом формулы (155) получим ап
функцию в виде
I
I max
0,85
0,5
р -0,95
Рис. 134. Аппаратные функции ИФП при различу!
иых коэффициентах отражения зеркал р
Интенсивность света на выходе ИФП ;'
будет максимальной при тех углах, для
которых выполняется условие (147), и ее,);
значение определяется формулой
т у
1 — Р /
Минимальное значение интенсивность,!'
будет иметь при 2h cos е = (т + 1) Х/2: |
Лип = Л ( 	) •	(156)
1
1 + F sin2 0/2) ’
где F = 4р/(1 — р)2 — фактор резкости.
Величина у F = 2р/(1 — р) называется остротой полос. Из выра11
жения (158) видно, что ширина аппаратной функции целиком опрЙ!
деляется фактором резкости, являющимся в свою очередь функцией;!;
коэффициента отражения зеркальных слоев р. Для иллюстрации этоп^
1 — 1Л 2?
где /х — функция, обусловленная дифрак-
цией на оправе зеркала интерферометра; /2 —
функция, обусловленная многолучевой интер-
ференцией. Однако вследствие большого раз-
мера зеркал угловой размер главного ди-
фракционного максимума очень мал и вклад
функции /1 в результирующую интенсивность
незначителен. Поэтому в отличие от аппаратной
функции призмы и дифракционной решетки
аппаратная функция интерферометра не носит
Рис. 135. Зависимость фактора резкости от коэффициента
отражения зеркал р
174
		
-		
-		
о,?	о,в	<?
о

явного дифракционного характера и по форме представляет со-
бой дисперсионную кривую.
Для стеклянного ИФП (п > 1) необходимо учитывать тот факт,
что среда между зеркальными слоями обладает поглощением, поэтому
в выражения (154) и (157) необходимо ввести коэффициент у, характе-
ризующий пропускание среды между зеркалами. В этом случае
(1 — ур)2 Ц- 4pysina (6/2)	(159)
и	I(I - ТР)2
/max (l — TP)3 + 4PT sin2 (6/2)
Определим ширину аппаратной функции. Для этого в выражении
(159) положим / = 0,5/111ах. Получим
2 (1 — ур)2 = (1 — ур)2 + 4ру sin2 (6/2),
откуда
sin (6/2) = ——~=~.
v 7	2 /ур
Для точки кривой / = /111ах = f (6), в которой I = 0,57тах, можно
записать 6 61Пах | А6. Здесь 6jliax 2jtzzi, а А6 зт прираще-
ние разности фаз. Ввиду малости величины А6 можно принять сле-
дующие соотношения:
sin (6/2) = sin тл cos (А6/2) + cos тл sin (А6/2) та (А6/2);
cos (6/2) = cos тл cos (A6/2) — sin тл sin (A6/2) <=« 1,	(160)
с учетом которых получим
A6 =	(161)
И TP
для стеклянного ИФП и
Л6=-^Д	(162)
И Р
для воздушного ИФП.
Формулы (161) и (162) представляют собой выражения ширины
аппаратной функции в долях разности фаз.
Для получения спектральной величины ширины АФ необходимо
продиффиреицировать выражение (146) по и приравнять его соотно-
шению (162). Получим
Л Л	1 - Р
^"cose 7/7 *
Проанализируем влияние коэффициентов р, т, а и у на форму
аппаратной функции в окрестностях максимума интерференционной
полосы.
Коэффициент отражения р определяет ширину аппаратной функ-
ции» причем увеличение коэффициента р приводит к уменьшению
ширины максимума интерференции. Сказанное иллюстрирует рис.
175

Рис. 136. Зависимость ширимы аппара-
тной функции от коэффициента отра-
жения зеркал р
0J0
.. 0,25
0,20
0,15
0,10
0,05
2
h
0,35
О (101 0,02 0,03 0,00- 2.
Рис, 137. Зависимость ширины .аипш
рьтной функции от коэффициента й’Й1
пускания среды между зеркалами .i1:#
136, на котором показана аппаратная функция вблизи максимумов: I
интерференции для различных значений коэффициента р. -=#1
Коэффициент пропускания у среды между зеркальными слОЙЦр
влияет как на ширину аппаратной функции, так и иаинтенсивн«ет| 11
в максимуме полосы: с уменьшением коэффициента у интенсивности lj I
падает и одновременно растет ширина аппаратной функции (рис.-ЙффЩ
Коэффициент пропускания зеркальных слоев т оказывает влийЙЙ^||||Н
на интенсивность пропущенного ИФП света. С уменьшением коэфф|1||щ!|
циента т (т. е. с увеличением коэффициента поглощения а) интенснвь;‘Р
ность уменьшается, однако ширина аппаратной функции при--э^^1Ш
не изменяется (рис. 138).	:
Аппаратная функция клинового ИФП в соответствии со ’сдёл ОЗДЙфн
ранее выводом имеет тот же вид, что и аппаратная функция плосц^й
параллельного ИФП, т. е. описывается выражениями (154) и
Аппаратная функция мультиплекс-ИФП зависит от соотношения
толщин интерферометров, составляющих четырехзеркальную схем^*=!:;:!|н1
Для варианта h, <# й2 форма аппаратной функции определяете^
параметрами второго ИФП. Это объясняется тем, что ширина полосы#:!:;
в интерференционной картине от первого ИФП значительно больше,
чем от второго, поэтому производная интенсивности по фазе
в окрестностях максимума интерференции I Лпах zfc О 5 5 1т хк Д Я . •  .и
первого ИФП существенно меньше, чем для второго. С учетом
ванного имеем	У# 1
1 /о (] - И)2 [(1 - р2)2 -н 4р2 sin * (62/2)р •
176
рис. 138. Зависимость ширины аппаратной функ-
ции от коэффициента пропускания зеркальных
слоев т
Интенсивность полос в первом ИФП
может быть принята за постоянную
величину:
т?
Л„ах=/07ТТ^,	(163)
следовательно,
/щах (1 — Рг)2 4" 4psitl2 (бг/2) ’
где Дпах определяется формулой (163).
Аппаратная функция мультиплекса
для варианта < h2 показана на
рис. 139, где изображены максимумы,
соответствующие первому ИФП (рис.
139, а), второму ИФП (рис. 139, б), и результирующий максимум
(рис. 139, в), соответствующий суммарному действию обоих ИФП.
Из рисунка видно, что ширина аппаратной функции мультиплекса
определяется шириной функции интерферометра с меньшим рас-
стоянием между зеркалами.
Аппаратная функция мультиплекса с равными толщинами состав-
ляющих ИФП, т. е. варианта = й2 = h, в предположении, что
Pi = р2 — р и ту — т2 = т, определяется выражением
Г __ Г ___________________________
— 10 [(1 _ р)« + 4psina (6/2)]а 
Максимальное значение интенсивности
/’max —/о (1_р)4 >
следовательно,
I __	(1 —Р)*
^max [(1 ~ р)а + 4р sin2 (6/2)]2 *
Для рассмотренного случая аппаратная функция показана на
рис. 140, где изображены максимумы первого (рис. 140, а) и второго
(рис. 140, б) ИФП, а также максимум, соответствующий суммарному
действию мультиплекса (рис. 140, в). Из рисунка видно, что ширина
аппаратной функции мультиплекса меньше ширины функции каждого
из составляющих ИФП.
Для варианта hL h2 аппаратная функция зависит от рассматри-
ваемой области — совпадения или несовпадения максимумов ИФП.
Аппаратная функция представлена на рис. 141, где показаны макси-
мумы составляющих ИФП (рис. 141, я, 6) и максимумы, пропущенные
мультиплексом (рис. 141, в). В областях и и максимумы
совпадают, и ширина аппаратной функции мультиплекса будет та-
7 Скоков И. В.	177
^2
Л/ :Т ;‘
"2
Л
d
ht+hz
в) Л
Рис. 139. Аппарат-
ная функция муль-
типлекс-ИФП при
h < h2
в)	 ||j
Рис. 141. Аппаратная функция муйЙ
типлекс-ИФП с st; h2


в) 4
Рис. 140. Аппарат-
ная функция муль-
типлекс-ИФП при
fti= Л2
= h. Сказанное выше относите
кой же, как и для варианта /ц — h
и к соседним максимумам 02 и р2, так как разница в толщинах
Д/i = Л2 — !	~
плекс-ИФП с /гх «=г ।
варианта, т. е. с hr < /i2.
hr мала. При других угловых направлениях мулй||
~ ** действует аналогично мультиплексу первого^ |
Для многопроходных ИФП ширина аппаратной функции:
Д6Л =(2! л’ - 1); 2 Л6,	WM
где А6 — ширина аппаратной функции для однопроходного плосЙ|||||
параллельного ИФП, определяемая по формуле (162); /V — адёЖЙ
проходов.
Аппаратная функция сферического ИФП имеет такой же вид,
и аппаратная функция плоскопараллельного ИФП толщиной h
Теоретическая разрешающая способность. Выше указывалось, ;
что для оценки теоретического предела разрешения призменных
и дифракционных приборов применяется критерий Рэлея, соглаето|||
линии считаются разрешенными^ fc|lgg
главный максимум дифракционного
распределения интенсивности одной;
линии совпадает с первым дифрак ЦИ’
опным минимумом распределений
другой. Поскольку аппаратная
ция ИФП имеет дисперсионный хй*
рактер, то для оценки теоретичес-
кого предела разрешения ЙФИ
которому две спектральные
Рис. 142. Д иф р а кци онное расп редИИИ
интенсивности двух спектральных;;
разрешаемых интерферометром Фабря—HeipQ;

применяют другой критерий, а именно, две линии считаются разре-
шенными, если они расположены на расстоянии, равном ширине
аппаратной функции (рис. 142). Суммарный провал интенсивности
в этом случае будет составлять 17 % (вместо 20 %).
Найдем предел разрешения плоскопараллельного ИФП. Из рис. 142
видно, что точке интерференционного максимума излучения дли-
ной волны X соответствует разность фаз 6 = 2лт, а точке, в которой
7 == 0,57тах, 6 — 2л (т + Ат), где Ат — приращение порядка
интерференции. Следовательно, полуширина максимума в долях
порядка интерференции составляет величину Ат, а в долях разности
фаз
Лб = 2лт.	(164)
Приравнивая выражения (162) и (161), получим
1	1 - р
а учитывая (см. рис. 142), что бт = 2Дт, находим
L
л
бт =
1 —_р
Vo '
(165)
Таково выраженное в долях порядка интерференции значение
предела разрешения двух спектральных линий с длинами волн X
и X + 6^, разрешаемых плоскопараллельным ИФП,
Определим спектральный предел разрешения, для чего выра-
зим величину 6Х через соответствующее ей приращение порядка ин-
терференции 6т. Для е — 0 (т. е. в направлении, близком к направ-
лению нормального падения лучей)
т — 2/iA,	(166)
Продифференцируем выражение (166) при постоянной толщине h:
+ тбХ = 0.
Следовательно, 6^ =
и (166):
лб/п
" т"
или с учетом
соотношений
Л 1 - р
% л j/" р
(165)
(167)
Таково выражение спектрального предела разрешения ИФП.
Разрешающая способность определяется выражением
_ л _ т
тex “ W
2Л я 1/~р
X 1 — р ’
(168)
из которого видно, что с увеличением толщины ИФП и коэффициента
отражения зеркал теоретическая разрешающая способность возра-
стает.
По аналогии с соответствующим выражением для дифракциог:
ной решетки (86) для ИФП можно записать	1
Ят = mNe = (2ft/X) Ne,	(1б|
где	«Я
Л’в = л/7/(1-Р)	(17|
представляет собой эффективное число интерферирующих лучеЦ
т. е. такое число лучей равной интенсивности, обеспечивающей
ту же разрешающую способность, что и бесконечная последователь-
ность лучей убывающей интенсивности, которая имеет место при
интерференции лучей в ИФП.	|
Эффективное число интерферирующих лучей полностью опреде-.
ляется коэффициентом отражения зеркал интерферометра. Вели/
чина Ne — л/А6, где А6 — аппаратурная ширина, выраженная
в долях разности фаз и определяемая выражением (162), показывает,
во сколько раз расстояние между соседними максимумами большё
их ширины. Другими словами, эффективное число лучей равно
числу интерференционных колец, разрешаемых в интервале между
соседними порядками. Это следует из выражений (165), (168) и (169),
из которых можно получить соотношение Ne = l/бт.	|
Ниже приведены значения Ne для различных значений коэф-
фициента отражения р:	:.:j
р............ 0,80	0,82 0,84	0,86	0,88 0,90	0,92	0,94	0,96	0,9в1
Ne........... 14	16	18	21	24	30	38	51	77	156=Й
Для определения теоретической разрешающей способности /Jjj
клинового ИФП найдем сначала линейный 6х, а затем спектраль-
ный 6% пределы разрешения. Дифференцируя выражение (152)
по координате х при постоянных %, ft0, X, 6' и 6", получим
Дб==!^.	(171):
Используя последнюю формулу и учитывая выражение (162)|
связывающее разность фаз с коэффициентом отражения, находим
«йпнмМ	А	В	|
6х = А .	(172)
4% 2л/р	'
Выражение (172) определяет линейное значение полуширинЙ
аппаратной функции ИФП. Учитывая, что 6х = 26х, получим ч
Ьх = 11777-	(173)
Таково линейное значение предела разрешения клинового ИФП.
Как это следует из формулы (173), предел разрешения можно
сделать бесконечно большим при уменьшении угла %. Однако прй
% —» 0, т. е. когда клиновый ИФП становится плоскопараллельным,
наблюдение в коллимированном пучке становится невозможным.
180
ийиИИИиййМ
Из уравнения (151) для условия максимума интерференции
найдем линейную величину dx, соответствующую спектральному
интервалу 6Х:
1 h ОЛ
Приравнивая величины dx и 6х, найденные из выражений (174)
в (173), получим
h SX_________________________X__
X “ 2Х л/р
(174)
к ’
1 —р
откуда предел разрешения
М __	1 Р
°Л~ 2Л лур *
Это выражение аналогично выражению (167) для плоскопарал-
лельного ИФП. Следовательно,
Р __ X ___ (Х| л /р
Кт ~~ "ет ~ gty 1 - р ’
где т = 2/г/Х. Полученное выражение также совпадает с выраже-
нием (168) для плоскопараллельного ИФП.
Теоретическая разрешающая способность мультиплекс-ИФП за-
висит от соотношения толщин компонентов ИФП.
Для варианта hi С hi величина /?г определяется характеристи-
ками ИФП с толщиной hi, т. е.
R? = х i - р/’
Для варианта /гх = hi ~ h, pi — р2 = р 135]
р __। r Л 31 / Р
Кт — 1,0 х 1 — р ’
т. е. теоретическая разрешающая способность мультиплекс-ИФП
в 1,6 раза больше, чем 7?т каждого из составляющих ИФП.
Для варианта hi hi
п 2Л1 л у pi 2fts л V р2
кт 1-Р1 ~ X 1-р* •
Теоретическая разрешающая способность сферического ИФП оп-
ределяется также порядком интерференции т и эффективным числом
интерферирующих лучей, т. е.
=	=	(175)
ZV Л - р
Из формулы (175) видно, что величина сферического ИФП
такая же, как и величина 7?т плоскопараллельного ИФП с удвоен-
ной толщиной h = 2г.
(81

Дисперсия. Для плоскопараллельного ИФП угловая дисперсии
определяется из условия максимума интерференции (147) путем ег®
дифференцирования по X:	|
П --•	________W _ 2А cos е _	1	;::i
~ dX 2Л sin е 2/iX sin & X tg e ’	j
а при малых углах 8	J
== -—	.	(176)
Из формулы (176) следует, что угловая дисперсия плоскопарал*
лельного ИФП не зависит от толщины интерферометра, а опреде?
ляется только углом 8. Значение Dp бесконечно велико в центра
картины и быстро убываете ростом угла е. Знак минус указывает
на то, что с ростом угла наблюдения уменьшается длина волны, для
которой имеет место соответствующий максимум. Линейную диспер-
сию рассчитывают по формуле
Dz — dZ/de ==. Dp/г ===== — /s/Xe.	(177)
Обозначим через I линейную координату, отсчитываемую от цен-
тра колец (т. е. вдоль радиуса кольца), в этом случае
D/-~ —
Из формулы (176), можно получить выражение, удобное для рас-
чета разности длин волн d% между спектральными линиями по из-
меренным линейным расстояниям df между ними:
-^ = d/(//7f).	(178)
Как следует из выражения (178), с увеличением координаты (т. е.
радиуса колец) все меньший линейный интервал d/ соответствует
одним и тем же интервалам dX, т. е. с увеличением радиуса колец
дисперсия быстро убывает.
Для клинового ИФП, работающего в параллельном пучке света,
используется только понятие линейной дисперсии. Дифференцируя
по X выражение (151), описывающее условие максимума интерферегь
ции, и учитывая соотношение (148), получим
D; - dx/dX - (1/X) (/i/x).	(179)
Как следует из формулы (179), линейная дисперсия прямо про-
порциональна толщине ИФП и обратно пропорциональна углу клина.
Поэтому чем меньше угол %, т. е. чем ближе положение зеркал к па-
раллельному, тем больше дисперсия D,. При %0 dx/d7->oo,
однако одновременно возрастает и ширина полос, поэтому теорети-
ческая разрешающая способность, как было показано выше, имеет
конечное значение.
Поскольку мультиплекс-ИФП основан на принципе совпадения
угловых направлений составляющих ИФП для одной и той же длины
волны, его угловая и линейная дисперсия будут определяться по
182
тем же формулам, что и соответствующие величины плоскопарал-
лельного ИФП, т. е. по (176) и (177) соответственно.
Область свободной дисперсии. Эта характеристика ИФП опре-
деляет угловой Ле, линейный Л/ или спектральный ЛА, интервал,
в котором не происходит переналожения соседних порядков.
Для плоскопараллельного ИФП угловой интервал Ле опреде-
ляется из условия максимума интерференции (147) путем его диф-
ференцирования по т при изменении порядка интерференции на
единицу, т. е. при Am = 1. После дифференцирования получим
—2h sin е = ЛД/п,
откуда
де==__—4—.	(180)
2Л sin е	v ’
Знак минус означает, что изменение порядка интерференции об-
ратно пропорционально изменению угла е, т. е. порядок уменьшается
при возрастании угла е.
Линейный интервал
д/^ —(181)
26 sin 8 ’	х 7
где — фокусное расстояние камерного объектива.
Для нахождения величины АХ необходимо продифференцировать
выражение (147) по X и выразить из него величину Де. В результате
получим
.	26 cos е АХ AX
26 sin 8 X X tg 8	v 7
Приравнивая соотношения (180) и (182) и выражая нз них АХ,
находим
X2
АХ = -пт---,
26 COS 8
или для малых значений угла 8 интервал АХ = X2/2/i.
Величина АХ, называемая также постоянной интерферометра,
определяется только расстоянием между зеркалами. При увеличе-
нии толщины ИФП область свободной дисперсии и угловые размеры
интерференционных колец уменьшаются.
Для клинового ИФП линейная область дисперсии Ах опреде-
ляется дифференцированием выражения (148) по т при изменении
порядка интерференции на единицу, т. е. при A/n = 1. В результате
дифференцирования получим 2А (/i0 4~ %) = ХАт, откуда Ах ™
== Х/2%.
Спектральная область дисперсии ЛА определяется дифференци-
рованием выражения (151) по X при постоянном значении h для Лот =
АХ = X/m ™ Х2/2Л,
т» е. постоянная клинового ИФП определяется той же формулой,
что и АХ плоскопараллельного ИФП.
183
Область дисперсии мультиплекс-ИФГ! принимает различные Si
чения в зависимости от соотношения толщин составляющих интерш
рометров:
для Лх < й2, опуская знак минус, находим
А,.- Л • А / --..... ?,/2	•
2/^sine’ ’ aftjsine ’

т. е. область дисперсии^определяется параметрами ИФП с меньшей!
толщиной. Общее число максимумов п второго ИФП, погашеийщ
первым, составит и = h^h-^	
ДЛЯ hi “ h% И	:!!•:!!![!
Д8 — —---------; Д/ ~ —......... ;
2ftsme	2ft sine ’	;.::w
ДА “ “ХТ" ,
2h	il:
т. е. область дисперсии такая же, как и в случае одного ИФП с тол§{
щииой h\	ш
для hi	h2, где Ла —	+	Дй,	j
Ле -___ ____™	..ri-riii
1 2/ijSinf.!
Др —...... ...
a8a “ 2fta sin 811 ’
откуда
Де = k&e,! = (й2/Дй) Деь
где k — число совпадений, области дисперсии одного из ИФП,
например ИФП с толщиной hlt	:Ч|
Д/ = f2 (fa/M) Де,; ДХ = V/2/г,	 з|||!
т. е. область дисперсии определяется отношением h2l&h. ;-333||
Общее число погашенных максимумов у одного из ИФП состав-:'
ляет (At + Дй)/Дй, а у другого [(йг + Дй)/Дй] — 1.
Реальная разрешающая способность. Основным фактором, влияВ|
ющим на ограничение теоретической разрешающей способности,
являются дефекты изготовления зеркальных пластин интерферЙЦ
метра. Кроме того, искажение спектральных линий вызывается к®3
вечными размерами зеркал, вследствие чего происходит деформация'
волнового фронта на краях зеркал и виньетирование пучков послёЗ
ряда отражений.	-“7Й
Для оценки реальной разрешающей способности 7?р плоско-
параллельного ИФП будем считать, что высоты двух участков пфй
верхности зеркала отличаются между собой на величину Дй, а инй;’
терферирующие лучи, проходящие через эти участки, отличаются
по порядку интерференции т на величину Д/и == 2ДЙ/Х. Дифферен-
184
цируя выражение (147) при постоянной X и считая cos е ж 1, нахо-
дим mdh + hdm = 0. Заменив дифференциалы конечными прираще-
ниями, получим по аналогии с выражением (168)
h
АЛ

(183)
т
&т
Из формулы (183) следует, что реальная разрешающая способ-
ность ИФП тем выше, чем больше расстояние между зеркалами и
чем точнее они изготовлены.
Как и для плоскопараллельного ИФП величина 7?р клинового
ИФП определяется погрешностями изготовления зеркал. Одиако
в клиновом ИФП, как указывалось выше, образуются полосы рав-
ной толщины, локализованные на поверхности первого зеркала S1
(см. рис. 122) и наблюдаемые глазом (регистрируемые на фотопла-
стинку). Вследствие этого локальные погрешности изготовления зер-
кал сказываются лишь на форме интерференционных полос.
Погрешности изготовления зеркал также являются основной при-
чиной, ограничивающей разрешающую способность мультиплекс-
ИФП. Однако в рассматриваемом случае они играют еще большую
роль, так как общая погрешность определяется произведением по-
грешностей составляющих ИФП.
Разрешающая способность сферического ИФП зависит не только
от качества изготовления зеркал, но и от размера диафрагмы D,
ограничивающей падение наклонных пучков. Как и в случае клино-
вого ИФП, сферический ИФП может работать с очень малыми уча-
стками поверхности зеркал. Реальная разрешающая способность
сферического ИФП определяется по формуле
Rp = 64г4/£>4,
при этом она составляет около 70 % 7?т.
Контрастность интерференционной картины. Под контрастностью
понимается отношение интенсивности полосы в максимуме /гаах
к интенсивности в минимуме /га1п. Для плоскопараллельного ИФП
из формул (155) и (156) имеем
__ ‘max____________________________(£
1 min	(1
откуда следует, что контрастность определяется коэффициентом от-
ражения зеркал р и резко возрастает при его увеличении. Контраст-
ность полос клинового ИФП определяется тем же соотношением
(184).
Контрастность мультиплекс-ИФП зависит от соотношения тол-
щин и hit а также от рассматриваемой области распределения ин-
тенсивности — в окрестностях совпадения максимумов или вдали
от нее:
а) при hj. h2 в окрестностях максимума контрастность опреде-
ляется контрастностью ИФП с толщиной т. е.
_ / 1 + р2 \®
V» - I . . М- 1 ф
X 1	/
(184)
185


Вдали от области совпадения максимумов, а также в тех местаЙ
где ИФП с толщиной h2 имеет максимумы интерференции, контрасте
ность полос в мультиплекс-ИФП определяется контрастностью п<й
лос ИФП с толщиной т. е.	j
б) при fti ™ h2 и ~ р2 = р контрастность полос определяется^
выражением
г> ___ I 1 Р \4 .	7
° \ 1 — р / ’	а
в) при hi h2 контрастность полос в окрестностях совпадаю-J
щих максимумов определяется контрастностью ИФП с /г2 == hi
Д/г, т. е.	г'7
р 1 + р2 \2
Су 1 .... I t
\ 1 — р2 /
Вдали от области совпадения максимумов контрастность полос
определяется произведением контрастностей обоих ИФП, т. е.
Q = (I + Р1 \ (1_Z_E2 \
\1 — Pi / \ 1 —рг/	Ч
Контрастность интерференционных полос многопроходных ИФП
после п проходов Сп = Сп, где С определяется формулой (184).
Контрастность сферического ИФП имеет то же выражение, что
и контрастность плоскопараллельного ИФП с толщиной h — 2г,
Коэффициент пропускания. Для характеристики энергетических
потерь в ИФП вводится понятие коэффициента пропускания
который определяется как отношение интенсивности в максимуме
интерференции /111ах к интенсивности падающего на ИФП света /0.
Для плоскопараллельного ИФП из выражений (154) и (157) при 6 =;
— 2тл (т. е. sin2 (6/2) = 0) получаем
д ___ ' max _ / Т \а
1 Q	\ I —р /
Так как 1 — р ~ т + а, то
<V=-------<185>
( 1 “ф" —. )
\ т /
Таким образом, коэффициент пропускания ИФП определяется
отношением коэффициентов пропускания т к коэффициент}' погло-
щения а зеркальных слоев.	/'
Коэффициент 0т, как следует из соотношения (185), не достигает
нулевых значений, что является следствием неравенства интенсив-
ностей бесконечного числа интерферирующих лучей. Здесь принци-
пиальное отличие ИФП от дифракционной решетки, где интерфери-
руют лучи одинаковой интенсивности.
Для клинового ИФП коэффициент пропускания также опреде-
ляется выражением (185).
Коэффициент 0m мультиплекс-ИФП представляет собой в общем
случае произведение коэффициентов пропускания составляющих
ЙФП 9ml И 0тг, Т. е.
СМИЛЛА
а для случая Лх Л2 = Л, рх = р2 — р и тх — т2 — т
Из последней формулы видно, что мультиплекс-ИФП обладает
существенно большими световыми потерями по сравнению с поте-
рями в составляющих ИФП.
Для многопроходных ИФП коэффициент пропускания
OmV ““ (8jn) >
где 0m — коэффициент пропускания однопроходного ИФП, опреде-
ляемый формулой (185).
Для спектрометров с ИФП вместо коэффициента 0т используют
среднее значение 131 0 ™ (л/4) 0т.
Коэффициент пропускания сферического ИФП, как и коэффи-
циент пропускания плоскопараллельного ИФП, определяется фор-
мулой
tn
м.
- р j
Допустимая точность изготовления зеркал. Оценим допустимую
погрешность отклонения поверхности зеркал от идеальной на при-
мере плоскопараллельного ИФП. В качестве допустимой погреш-
ности принимается такая, при которой ширина аппаратной функции
увеличивается на величину, равную ширине аппаратной функции
такого же ИФП с идеально плоскими поверхностями (АЛ = 0).
Если два элемента поверхности зеркал отличаются по высоте
на АЛ, то смещение максимума интерференционных колец в долях
порядка определяется в виде
Ат - 2АЛ/Х.	(186)
В соответствии с поставленным выше условием величина Ат,
определяемая соотношением (186), не должна превышать вели-
чину 6m, определяемую выражением (142), следовательно,
АЛ = -7Г" —7=“ *
2л р
Так как л >/Лр/(1 — р) = Ne, необходимое условие для реализа-
ции теоретической разрешающей способности получим в виде
187
111	j|!!iig!W!!iniji!!!g!g!!!!!!!!!!!!U!H jiiiiiti ;н жж ;ин ;н ;п niinii jii j[i jniHiniHiniiiiiin ;в jHiiiiiiiiiniii jiiiH jiiiiiH ;нн iiiuiiriininii initiinitiiBBiinBiBBimiBBiiiiiiiiiii iiniiiiiiiniiiiiii iiniiiinnlnin ИтатпВт iimli wiGiii	” HU	'!!’! it!W!
На практике более удобно пользоваться приближенной формулой,
которая справедлива для больших значений коэффициента отраже-
ния р (р > 0,85)
ДЛ (А/2л) (1 — р)/|/ р =« (А/6) (1 — р).
Для примера можно указать, что при р — 0,85 значение Д/г <
< Х/40, при р — 0,92 ДЛ < Х/80 и при р = 0,94 ДЛ < V100.
Точность изготовления поверхности принято выражать в долях
полосы &N, понимая при этом относительную величину местного
искажения интерференционной полосы, наблюдаемой с помощью
пробного стекла, в результате образования воздушного клина между
зеркалом и пробным стеклом. С учетом сказанного выше можно оп-
ределить допустимое значение ДМ в виде
ДМ = (1 _ р)/б 1/2Мг.	(187)
Например, при р «=• 0,94 зеркала необходимо изготовлять с точ-
ностью ~Х/100.
Из приведенных выше оценок можно определить то значение
коэффициента отражения р*. выше которого разрешающая способ-
ность будет ограничиваться дефектами изготовления пластинок.
В соответствии с формулой (187) получим
р* = 1 — 6ДМе.	(188)
Оценки по формуле (188) дают следующие значения:
ДМ = 0,01, Р* ~ 0,94; ДМ = 0,02, р* =«0,88;
ДМ = 0,03, р* =« 0,82; ДМ = 0,04, р* =« 0,76.
Применение зеркала с коэффициентами отражения, большими,
чем р*, приводят к большим энергетическим потерям без увеличе-
ния реальной разрешающей способности.
Следует отметить, что погрешность в параллельности установки
зеркал в ИФП рассматриваемого типа также приводит к ограниче-
нию теоретической разрешающей способности. Для оценки этой
величины (т. е. двугранного угла между поверхностями зеркаль-
ных пластинок) следует пользоваться неравенствами % < (АЛ/D),
где D — диаметр зеркал.
Допустимая стабильность условий окружающей среды. Изменение
температуры ИФП приводит к смещению интерференционных колец,
что может вызвать уширение спектральной линии на выходе прибора.
Это имеет особое значение при фотографической регистрации спектра
с большой экспозицией.
Представим, что смещение максимума интерференции, которое
и приводит к уширению аппаратной функции, произошло вследствие
изменения толщины ИФП. Это изменение в угловой мере определяется
из выражения для разности хода (147) путем дифференцирования его
по h и е при постоянных т и X в виде
=	(189)
fttg 8	V f
188

Если эти изменения произошли за счет теплового расширения
распорного кольца между зеркалами, то
8h - ah8t,	(190)
где St — изменение температуры; а — коэффициент линейного рас-
ширения материала распорного кольца. Последнее изготовляют
из инвара или из плавленого кварца, для которых а 10~€/°С.
Из соотношений (189) и (190) имеем
Поставим условие, чтобы смещение аппаратной функции Stf
не превышало ее ширины. Тогда
2
ш 2h cos EGcNe ’
или для cos е 1
2hv-Ne
Для X = 500 нм, ft = 30 мм и Ne = 25 (р = 0,88) получаем
8t <0,5 °C. Такая стабильность температуры при сравнительно
небольшой толщине ИФП и малом времени экспозиции обеспечива-
ется без особых трудностей. При толщине ИФП в несколько санти-
метров (ft < 10 см) следует прибегать к термостатированию ИФП.
Одновременно с изменением температуры на работу ИФП оказы-
вает влияние и изменение показателя преломления воздуха между
зеркалами. Для воздуха dn/dt —10~в/°С, т. е. эффект изменения
показателя преломления в некоторой степени компенсирует изме-
нение температуры, а следовательно, и линейное расширение распор-
ного кольца.
Совместное действие изменения температуры и показателя пре-
ломления воздуха приводит к изменению порядка интерференции
на
Дт = -г- Д (пп) = -г- -ГТ Д/ - -т- — Дй.
X v 7 ла/ 1 л аг
Пользуясь последней формулой, можно найти допустимое изме-
нение температуры, при котором уширение аппаратной функции не
превысит ее уширение за счет погрешностей изготовления зеркаль-
ных пластинок. Для этого предположим, что ИФП установлен в гер-
метизированной или вакуумированной камере (dn/dt = 0). Тогда
поставленное выше условие можно записать в следующем виде:
(2ft/X) aAt < (ДУД),
откуда для инварового кольца Д/ < 1/й и для кварцевого кольца
Д( < 2/й при ДУ = 1/25 (р = 0,88).
Светосила. При фотографической регистрации светосила ИФП
определяется яркостью источника L, коэффициентом пропускания
спектрального прибора т, представляющего собой произведение коэф-
189
Рис. 143. Распределение
интенсивности в плоско-
сти выходной диафрагмы
в спектрометре Фабри-
Перо
фициента пропускания интерферометра 0т и коэффициента пропус-
кания других элементов оптической системы х .
В рассматриваемом случае будем использовать формулу (26),
так как практически ИФП используется для тонких исследований ли-
нейчатого спектра. Следует также иметь в виду, 4To(sin%)/Y = I,
поскольку фокальная плоскость, в которой наблюдается или реги-
стрируется спектр, располагается нормально относительно оптиче-
ской оси.
Используя принятые ранее обозначения для освещенности, по-
лучим Ел — x^mLQ, откуда
сл == n0m ($/£),
(191)
где S — площадь зеркал ИФП; /2 — фокусное расстояние камер-
ного объектива. Здесь величина определяется по формулам, при-
веденным в п. 5, гл. 3, а значения коэффициента выбираются в за-
висимости от типа ИФП.
При фотоэлектрической регистрации интерференционных колец
для определения светосилы g необходимо вычислить световой поток,
прошедший через ИФП и выделенный диафрагмой (обычно круглой
или кольцевой формы), расположенной в фокальной плоскости ка-
мерного объектива.
Световой поток зависит от освещенности диафрагмы Е и ее
площади 5Д, т. е. он определяется формулой
Фх = ttfimL (s/f'z) SA,	(192)
откуда
= тх0т (s/fz).	(193)
При этом предполагается, что диафрагма вырезает участок спек-
тра в максимуме интерференционной картины и освещенность в лю-
бой точке диафрагмы одинакова. Обозначив Й = S^/fz , из формулы
(193) в общем случае получим
™ tJ)QS,	(194)
т. е. светосила по потоку пропорциональна угловому размеру вход-
ной диафрагмы Й и площади зеркал интерферометра S. По своей
структуре формула (194) аналогична соответствующими выраже-
ниям для щелевых приборов.
Определим размеры входной диафрагмы, для чего обратимся
к рис. 143, а, где изображено распределение интенсивности в ин-
190
терференционном кольце, содержащем спектральный интервал 6Х
и отстоящем от центра картины на расстояние г%. Чтобы зарегистри-
ровать такое кольцо, необходима кольцевая диафрагма площадью
5Д = л (d - d+6i)-
Полагая угол в малым, можно считать cos в (1 — е2/2). Тогда
из условия максимума интерференции (147) получим
1 — (е2/2) == m%/2/i,
откуда
в2 = 2 — (mh/ft).	(195)
Переходя от радиусов колец к их угловым размерам, т. е. выра-
жая 8 = r/fa и учитывая соотношение (195), получим
Зд — л/3 (el — eti-бх) =-г---•	(196)
t v-
Так как для максимума интерференции mX = 2h, выражение
(196) можно записать в виде
5д==^6Х/22^/;2-^-.	(197)
Предельным случаем кольцевой диафрагмы является диафрагма
с внутренним радиусом, равным нулю, т. е. г?.+{Л = 0 (рис. 143, б),
которая, как правило, и применяется на практике. Радиус диафрагмы
определяется формулой
/•д = /2 /Ж-
Выразим величину гд через область свободной дисперсии АХ —
= Kl!2h в виде
жж р
Здесь через 6m обозначена доля порядка интерференции, уме-
щающаяся в пределах круглой диафрагмы радиусом гд. При пол-
ностью использованной теоретической разрешающей способности
6m = \!NC. С учетом формулы (197) выражение для светосилы по
потоку будет
(198)
Для ИФП других типов — клинового и мультиплекса — в соот-
ношения (191) _н (198) необходимо подставлять соответствующие
значения 0т и 0.
В соответствии с формулой (191) светосила по потоку сферического
ИФП будет
г tiD2 ~1У-	= rtD4
ga=TX0— 4^-=
191
где nD2/4 — 5Д — площадь круглой диафрагмы, ограничивающей
размер действующего отверстия интерферометра. Следовательно,
= n*D*
ga —Tj.0 J gr# •

Поскольку для сферического ИФП установка в фокальной плос-
кости камерного объектива диафрагмы, вырезающей заданный спек-
тральный интервал 6Х, не требуется, то в данном случае выражения
для светосилы G по освещенности и g по потоку совпадают.
Диаметр диафрагмы D, обрезающей косые пучки и определяющей
действующее отверстие сферического ИФП (эквивалентное площади
зеркала в плоскопараллельном ИФП), рассчитывают по формуле
1
D = 2 (г2Х/Уе) 4 ,
поэтому светосилу можно представить выражением
я лгХ
S'л —	
Таким образом, светосила сферического ИФП тем выше, чем
больше расстояние между зеркалами.
Сферический ИФП имеет выигрыш в световом потоке по сравне-
нию с плоскопараллельным ИФП в q = 2 (/i/D)2 раз.
Оценим светосилу системы ИФП — прибор предварительной дис-
персии, часто применяемой на практике для увеличения спектраль-
ной области дисперсии, свободной от переналожения порядков.
При использовании светофильтра световой поток на выходе
спектрометра с ИФП уменьшится за счет поглощения в фильтре
с коэффициентом пропускания тф. Следовательно,
ёГл ==	“-*•
При использовании монохроматора предварительной дисперсии
светосила системы зависит от соотношения спектральной ширины
щели монохроматора АХ и спектральной ширины круглой диафрагмы
ИФП 6Х, при этом величина АХ определяется соотношением (37).
Если АХ < 6Х, т. е. выделяемый монохроматором поток полностью
проходит через диафрагму ИФП, то светосила системы
gz = ^мО,
где — светосила монохроматора.
Если АХ 6Х, т. е. выделяемый монохроматором поток диафраг-
мируется оправой зеркал ИФП, и диафрагма ИФП целиком вписы-
вается в геометрическое изображение выходной щели монохроматора,
то светосила системы
gz— gs^iA)
где Sa — светосила ИФП; тм — коэффициент пропускания моно
хроматора.
192

Рис. 144. Ход лучей через действующее отверстие
ИФП
При одинаковой теоретической разре-
шающей способности светосила системы
ИФП — монохроматор оказывается при-
мерно в AV6X. раз выше, чем светосила
монохроматора.
Размер действующего отверстия. Оправа зеркал интерферометра
ограничивает выходящие из него пучки. Это объясняется тем, что
направление входящих в ИФП лучей обычно составляет некоторый
угол Р с нормалью к зеркалам. Как видно из рис. 144, после каждого
из двукратных отражений диаметр выходящего из ИФП пучка умень-
шается в сечении на АО — 2Л sin Р, а после jV отражений — на ве-
личину N&D = 2A7i sin р. Очевидно, что имеет место срезание пуч-
ков, и тем большее, чем выше коэффициент отражения зеркал. Указан-
ное явление по своему влиянию иа разрешающую способность ИФП
эквивалентно снижению коэффициента отражения зеркал. Без
геометрического срезания пучков отношение интенсивностей двух
последовательных интерферирующих лучей IN и было бы
~ Р2-
В действительности отношение интенсивностей лучей
Zjv/Zjv+i — (D — 2/i sin р)/О.
Кажущийся коэффициент отражения р будет определяться из
соотношения
1 / D — 2h sin 0
р у -------------------
Для исключения потери разрешающей способности за счет сре-
зания пучков и связанной с ним потери интенсивности в полосах
перед ИФП устанавливают малую диафрагму. При этом ширина па-
дающего на ИФП пучка будет значительно меньше диаметра зер-
кала. Описанный прием уменьшает влияние погрешностей изготов-
ления зеркал на разрешающую способность, хотя при этом интен-
сивность в полосах снижается.
Глава 10. СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
С СЕЛЕКТИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
1. ПРИБОРЫ С ИНТЕРФЕРЕНЦИОННОЙ СЕЛЕКТИВНОЙ
АМПЛИТУДНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
Приборы с интерференционной селективной амплитудной модуля-
цией основаны на том, что интерференционное устройство — моду-
лятор —‘ вносит в постоянный по амплитуде световой поток перемен-
ную составляющую, которая достигает максимума для выбранной
длины волны исследуемого излучения; приемно-регистрнрующая
система регистрирует эту составляющую.
193

Рис. 145. Схемы интерфе-
рометра Манкельсона и
СИСАМ, выполненного
на его основе
СИСАМ. Спектрометр с интерференционной селективной ампли-
тудной модуляцией (СИСАМ) представляет собой двухлучевой ин-
терферометр (рис. 145), в котором зеркала, обычно помещаемые
в каждом из интерферирующих пучков, заменены диспергирующими
элементами, в частности дифракционными решетками.
На рис. 145, а показана схема интерферометра Майкельсона,
на базе которого был создан СИС 1М (рис. 145, б).
В интерферометре свет проходит через входную диафрагму /,
помещенную в фокальной плоскости коллиматорного объектива 2,
и падает на полупрозрачное зеркало 3, на котором расщепляется на
два пучка. Пучки, отразившись ог плоских зеркал 4 и 5, вновь по-
падают на зеркало 3, после чего идут в одном направлении. В фо-
кальной плоскости камерного объектива 6, где установлена выход-
ная диафрагма 7, наблюдается интерференционная картина, завися-
щая от взаимного расположения зеркал, разности хода двух интер-
ферирующих пучков и длины волны излучения.
При освещении интерферометра монохроматическим светом и
нормальном падении пучков на зеркала наблюдается интерференцион-
ная картина в виде системы темных и светлых колец с синусоидаль-
ным распределением интенсивности вдоль радиуса. При наклонном
положении зеркал картина представляет собой чередование свет-
лых и черных полос, что характерно для интерференции в клине.
Максимумы и минимумы картины соответствуют разностям хода,
равным четному и нечетному значениям Х/2.
Распределение интенсивности в полосах определяются выраже-
нием
1=^-1$ cos 2л (А/Х),	(199)
где — интенсивность падающего иа интерферометр света; А —
разность хода интерферирующих лучей.
Если разность хода изменяется по линейному закону А ™ и/,
где v — скорость перемещения зеркала; t — время (например, пу-
тем перемещения одного из зеркал со скоростью 0,5v за время /)>
то интенсивность изменяется по закону
I = /0 0 4- cos 2л ,	(200)
т. е. модулируется с частотой f === v/X.
194
Пусть зеркала повернуты вокруг осей, расположенных в их
плоскости, на угол 8/2. Тогда отраженные от зеркал лучи откло-
няются на угол е и после прохождения зеркала 3 образуют между
собой угол 2е. Возникающие при этом полосы равной толщины ло-
кализуются на зеркалах (случай интерференции в клинообразных
пластинках) и будут отстоять друг от друга на расстояние Х/2е.
Распределение интенсивности в этом случае зависит от дополни-
тельной разности хода А' f (8):
1 + Р cos 2л —™
л
(201)
Здесь величина А = и/, а дополнительная разность хода А' =
в направлении, перпендикулярном ни-
= 2ех, где х — координата
терференционным полосам, а Р (е) — глубина модуляции.
При изменении угла 8 (т. е. при повороте зеркал) происходит
периодическое изменение интенсивности света, проходящего через
выходную диафрагму интерферометра. При 8 = 0 величина Р ста-
новится равной единице и выражение (201) совпадает с (200). При
увеличении 8 величина Р уменьшается, и при 8 == Х/2В, где В —
ширина сечения пучка, становится равной нулю. При дальнейшем
увеличении 8 вновь будет происходить периодическое изменение ин-
тенсивности света. Таким образом осуществляется амплитудная мо-
дуляция. Однако излучение в спектр при этом еще не разлагается.
Заменим зеркала дифракционными решетками 8, 9 (рис. 145, б)
и повернем их на угол е/2. Вдоль оптической оси прибора будут
направлены лучи с длиной волны Ха, удовлетворяющей условию
автоколлимации [61
___ 2d sin е
а т

где d — период решетки; т — порядок спектра.
При движении одной из дифракционных решеток вдоль оптиче-
ской оси интерферометра со скоростью 0,5и разность хода изме-
няется по закону А = vt, и свет будет промодулирован с частотой
f — v/Xa, а глубина модуляции [14]
п .. / max 1 min \ _ i
X ^max + ^min /
По мере возрастания разности X — Ха глубина модуляции умень-
шается и при 8 = Х/2В становится равной нулю. Лучи с длиной
волны X = Ха + АХ повернуты относительно оси на угол 8 = D^AX,
где D$ ~ m/d cos 8 — угловая дисперсия решетки. При этом поток
излучения промодулирован с той же частотой но с меньшей глуби-
ной модуляции
n sin (2л8В/Х)
№ ----------------
(202)
2леВ/Х
Характерной особенностью прибора является то, что модуляции
подвергается только узкая полоса вблизи длины волн Ха, поэтому
амплитудная модуляция будет селективной.
195
тока излучения, периодически
от длины волны излучения, с
Рис. 146. Аппаратная функция СИСАМ:
/ — без аподизации; 2 — с аподизацией
Таким образом, для каждого по-
ложения решетки будет только один
главный дифракционный максимум,
который соответствует определенной
длине волны Аа, отвечающей усло-
вию автоколлимации. Приемник, ус-
тановленный за диафрагмой, реги-
стрирует лишь составляющую по-
изменяющуюся с частотой, зависящей
глубиной модуляции Р, отличной от
нуля только иа одной длине волны (или в узком спектральном диа-
пазоне).
Основные характеристики СИСАМ. Аппаратная функция СИСАМ
представляет собой зависимость глубины модуляции от угла паде-
ния света на решетки. Она определяется выражением (202). На
рис. 146 приведены графики аппаратной функции.
Найдем разрешающую способность СИСАМ, для чего преобразуем
выражение (202). Выразим угол е через угол дифракции ра, соответ-
ствующий условию автоколлимации. Угловую дисперсию предста-
вим в виде
П — т _ 2 tS Ра
следовательно,
e=22^±Ltgpa,
Ла
где А — Аа — ДА.
С учетом написанного выше для аппаратной функции получим
sin /4лВ tg Ра\
р =-----\.	.......L.	(203)
4лВ	tg ра
Анализ выражения (203) показывает, что Р = 1 при А = Аа.
Это главный максимум аппаратной функции. Первый минимум,
равный нулю, будет при
4лВ ,Л._2а. tg ра == л.
Принимается, что теоретическому пределу разрешения 6Х соот-
ветствует ордината аппаратной функции, равная 0,4 максимальной.
196
В этом случае
sin / 4п.В —~ tg Ра\
I 2?Л I
р 6=------ । д....	— 0,4.
4лВ —у tg Ра
а
Значение у функции sin и!и, равному 0,4, соответствует и ™
= 2,14. Поэтому
2nB-~-tg₽a = 2,14,
^3
откуда
К?
6Х = 0,34-?т-^-.
U tg Ра
Разрешающая способность СИСАМ определяется выражением
<204>
Она примерно в 1,5 раза больше теоретической разрешающей
способности дифракционной решетки, которая согласно формуле
(96) имеет вид /?т = 2В tg
На практике оказывается неудобным использовать СИСАМ
с аппаратной функцией, определяемой выражением (202), так как
она имеет ряд побочных максимумов, очень медленно уменьшающихся
по интенсивности при удалении от главного максимума, что затруд-
няет разрешение линий неравной интенсивности. В целях устра-
нения отмеченного недостатка применяют так называемую аподи-
зацию аппаратной функции, т. е. используют операцию уменьшения
побочных максимумов и приведение этой функции к дифракционному
виду [14]:
Обычно аподизация осуществляется диафрагмированием дифрак-
ционных решеток СИСАМ ромбическими диафрагмами, диагонали
которых параллельны или перпендикулярны граням решетки. В этом
случае теоретическая разрешающая способность будет такой же,
как и у обычного дифракционного прибора с бесконечно узкой
щелью, т. е. будет определяться формулой (96).
Размер входной диафрагмы выбирают таким, чтобы разность хода
лучей, идущих через входную диафрагму конечного размера, не пре-
вышала X. В противном случае перемещение одной из решеток не бу-
дет вызывать модуляцию светового потока, а при А == X контраст
интерференционной картины упадет до нуля. Чтобы полностью реа-
лизовать теоретическую разрешающую способность, размер диаф-
рагмы выбирают таким образом, чтобы разность хода между осе-
197

HIMiilliiliBllililllllillillilllUiilN
Рис. 147. Принципиаль-
ные схемы СИСАМ на
базе интерферометра Май-
кельсона:
1 — светоделитель;'2 — пла-
стина; 3 — дифракционная
решетка; 4 — зеркало
вым и краевым лучами, проходящими через диафрагму, не превы-
шала величины Х/2. В этом случае угловой диаметр диафрагмы AQ,
т. е. угол, под которым она видна из центра выходного объектива,
определяется выражением
лг> 2лХ 2л
/Л J д 	„	„	"	,
tg Ра
С увеличением AQ переменная составляющая светового потока
возрастает незначительно, а теоретическая разрешающая способ-
ность уменьшается.
Светосила СИСАМ по потоку определяется формулой
gG = Ф/Lx = t^AQSAX
для сплошного спектра и
= Ф/L — Тх AQS
для линейчатого, где S — площадь дифракционной решетки.
Сравнение светосилы СИСАМ и дифракционного щелевого при-
бора (при одинаковой теоретической разрешающей способности)
показывает, что СИСАМ имеет большую в т| раз светосилу:
2Аф tg Ра ’
где Аф = Й7/2 — угловая высота щели; ра — угол дифракции при
автоколлимационной установке решетки.
В СИСАМ с аподизированной аппаратной функцией потери света
удваиваются за счет диафрагмирования решетки и наличия свето-
делйтельного зеркала. Поэтому
1	_ л
— 4Аф tg Ра *
Для Аф = 0,01, tg ™ 0,3 (Ра == 17°) величина ц 250.
Оптические схемы СИСАМ. Первоначально СИСАМ строились
по схеме интерферометра Майкельсона, в котором концевые зеркала
были заменены дифракционными решетками (рис. 147, а). Схема
имеет недостатки: нестабильность интерференционной картины и
сложность обеспечения параллельности плоскостей и штрихов ре-
198
2
2
Рис. 148. Принципиальные схемы СИСАМ с одной решеткой со штрихами симмет-
ричного профиля:
1 — зеркала; 2 — дифракционная решетка; 3 — дополнительное зеркало
шеток. Более стабильна схема, показанная на рис. 147, б, где две
дифракционные решетки укреплены на одном столике.
Кроме схем на основе интерферометра Майкельсона предложен
ряд других оптических систем (рис. 148). В приборе на рис. 148, а
применена дифракционная решетка с симметричным профилем штри-
хов, при этом используются как положительные, так и отрицатель-
ные порядки дифракционных спектров. Изменение разности хода,
т. е. модуляция излучения, достигается либо поступательным дви-
жением одного из зеркал вдоль оси пучка, либо смещением решетки
в плоскости ее штрихов в направлении, перпендикулярном штрихам.
Для сканирования спектра используется одновременный поворот
обоих зеркал в противоположных направлениях. Вследствие дву-
кратной дифракции каждого пучка на решетке примерно вдвое уве-
личивается разрешающая способность прибора, однако возрастают
световые потери. Поскольку прибор не содержит преломляющих оп-
тических элементов, его целесообразно использовать в дальней ИК
области. Недостаток рассмотренной схемы — сложность конструк-
ции механических узлов.
Более простой является схема с дополнительным зеркалом
для модуляции излучения (рис. 148, б), при которой конструкция
упрощается за счет того, что решетки необходимо поворачивать
в одну сторону.
Дальнейшие повышения стабильности достигаются применением
схем с обратно-круговым ходом лучей (рис. 149) [101. В схеме на
рис. 149, а параллельный пучок лучей падает на дифракционную
решетку симметричного профиля, которая одновременно является
делителем падающего пучка на два. Разделенные интерферирующие
пучки проходят элементы оптической схемы в противоположных
направлениях — один по часовой стрелке, другой — против. Глав-
ным преимуществом обратно-круговых схем является то, что пог-
решности, вносимые каким-либо элементом, компенсируются в обеих
ветвях. Это повышает стабильность и устойчивость к внешним воз-
действиям. Роль модулятора выполняет колеблющаяся пластинка.
Для компенсации разности хода в другую ветвь прибора также уста-
новлена пластинка.
199

Рис. 149. Принципиальные схемы СИСАМ с обратно-круговым ходом лучей:
1,5 — зеркала; 2 — дифракционные решетки; 3 — пластинка-компенсатор; 4 — пластинка-
модулятор; 6 — светоделитель
В схеме с двумя решетками (рис. 149, б) модуляция излучения
также осуществляется пластинкой (модулятором), которая пово-
рачивается вокруг горизонтальной оси, изменяя разность хода в этой
половине пучка. В каждом из каналов дисперсии решеток склады-
ваются, однако направления их в разных каналах противоположны.
Это обеспечивается соответствующим расположением решеток и уста-
новкой между ними зеркала.
Пример прибора, в котором решетка работает по автоколлима-
ционной схеме, приведен на рис. 149, в.
В оптической системе СИСАМ с обратно-круговым ходом лучей
(рис. 150) пучок света от источника света 1 проходит входную диаф-
рагму 2 и, отразившись от зеркала 3, попадает на зеркальный кол-
лиматорный объектив 4. Сформированный объективом параллель-
ный пучок света разделяется делителем 5 на два пучка, направленные
по часовой стрелке и против нее. После двукратной дифракции на
решетках 12 и 15, отражения от зеркала 11 и прохождения модуля-
тора 13 и компенсатора 14 пучки вновь соединяются на делителе 5,
пройдя выходной объектив 6 и отразившись от зеркала 7. В фокаль-
ной плоскости объектива 6 установлена диафрагма 8, за которой
помещаются приемник излучения 9 и индикатор 10.
Ниже приведены основные характеристики СИСАМ СП-101 [14 J:
Рабочая область спектра, нм.......................................(0,4-4-20) 10»
Число штрихов на 1 мм дифракционных решеток....................... 600
Рабочий порядок спектра................................................. 3
Размер решеток, мм.................................................. 100X110
Теоретическая разрешающая способность для X = 643 нм..............	5-Ю5
Фокусное расстояние объективов, мм..................................... 500
Достоинствами СИСАМ следует считать высокую светосилу,
превышающую светосилу щелевых приборов, и отсутствие в них
средств предварительной моиохроматизации для разделения поряд-
ков дифракционного спектра (при соответствующем выборе полосы
200	:
ii

Рис. 150. Оптическая схема
СИСАМ с обратно-круговым хо-
дом лучей.

пропускания усилителя и
скорости изменения раз-
ности хода), так как ча-
стоты модуляции излуче-
ния в рабочем порядке
спектра и в налагающихся
порядках значительно от-
личаются]! друг от друга.
Недостаток СИСАМ заключается в том, что на приемник попа-
дает излучение в широком диапазоне длин влон. При возрастании
потока это приводит к увеличению шумов приемников, обычно ис-
пользуемых в видимом и ультрафиолетовом диапазонах спектра, и
к потере светосилы.
Поскольку в тепловых приемниках и фоторезисторах, обычно
используемых в инфракрасной области спектра, шумы практически
не зависят от потока [17], то наиболее целесообразно применять
СИСАМ именно в ПК области спектра.
СИС. Селективно-интерференционный спектрометр (СИС) пред-
ставляет собой интерферометр, в котором в отличие от СИСАМ мо-
дуляция светового потока заменена его коммутацией. Схема СИС
с внутренней коммутацией приведена на рис. 151, а. При прохожде-
нии света через зеркальный модулятор, установленный в плоскости
действующей диафрагмы прибора, световой поток минимален для
длины волны настройки Хо и равен разности Фо—Фх, где Фо — об-
щий поток излучения, создающий фон, Фл — поток излучения ре-
гистрируемой спектральной линии. При отражении от зеркальной
грани модулятора интерференция не происходит, и на выходе при-
бора поток будет равен Фо.
Достоинством описанной схемы является простота способа ком-
мутации, недостатком — вдвое меньший геометрический фактор,
т. е. меньшая светосила.
Схема интерференционного спектрометра с внешней коммута-
цией потока излучения показана на рис. 151, б. Здесь в основу
схемы также положен двухлучевой интерферометр с обратно-круго-
вым ходом лучей. Коммутация осуществляется зеркальным модуля-
тором 1, который поочередно направляет излучение на диафрагмы 2
и 10, которые могут одновременно служить входом и выходом ин- |
терферометра. При освещении интерферометра монохроматическим !
светом с длиной волны Хо, на которую настроен интерферометр, на
диафрагме S образуется светлое или темное интерференционное пятно.
Если длина волны излучения А, отличается от длины волны Хо, то
интерференционная картина не наблюдается, а виден равномерный
фон.
При измерении разности световых потоков, проходящих интер-
ференционную часть спектрометра через обе входные диафрагмы 2
201
йиишшм1йииимиииюшмши[1И1й1мип11мпоед
Рис. 151. Принципиальные схемы селективио-интерферацнонных спектрометров:
я -- с внутренней коммутацией; 1, 4 — дифракционные решетки; 2 — делитель; 3 — зер-
кало; 5 — модулятор; б — с внешней коммутацией; 1 — модулятор; 2, 8, 10 — диафрагмы;
3, 6 — объективы; 4,5 — дифракционные решетки; 7 — полупрозрачное зеркало; 9 — при-
емник
I
и /0, регистрируется только излучение с длиной волны Хо, разность
сигналов от равномерного фона равна нулю. Для выделения входя-
щего в спектрометр потока и потока, выходящего из него, зеркаль-
ная часть предназначена для входа излучения, прозрачная — для
выхода. Фотоприемник 9 регистрирует переменный сигнал с часто-
той коммутации, определяемой частотой прерывания потока моду-
лятором 1.
Достоинством схемы с внешней коммутацией является то, что
не вводится дополнительная разность фаз между интерферирующими
лучами и искажения аппаратной функции отсутствуют. Геометриче-
ский фактор (т. е. светосила) имеет то же значение, что и в схеме
с внутренней коммутацией.
Общее преимущество СИС — более простой способ прерывания
световых пучков и возможность обеспечения высокой частоты пре-
рывания.
Поляризационный СИСАМ. Прибор представляет собой интерфе-
ренционный спектрометр, в котором деление амплитуды осуществ-
ляется с помощью кристаллической пластинки, обладающей двой-
ным лучепреломлением линейно-поляризационного света. Интер-
ференция образуется за счет возникновения разности хода между
обыкновенным и необыкновенным лучами, при этом отпадает необ-
ходимость использования двухлучевой интерференционной схемы
с идентичными каналами [14], Поскольку разность хода зависит от
длины волны, то осуществить интерференционную модуляцию излу-
чения можно путем вращения поляроида — анализатора на выходе
прибора.
Входной диафрагмой поляризационного СИСАМ (рис. 152) слу-
жит плоскопараллельная пластинка 4, представляющая собой линзу,
202


/ Z о	J7 о / о
Рис. 152, Схема поляризационного СИСАМ
склеенную из двух изготовленных из кристаллического кварца
линз — положительной и отрицательной. Взаимная ориентировка
линз обеспечивает прохождение луча через первую линзу как обык-
новенного, а через вторую — как необыкновенного. Указанный эф-
фект достигается за счет того, что плоскость поляризации обык-
новенных лучей положительной линзы совпадает с плоскостью
поляризации необыкновенных лучей отрицательной линзы. Анало-
гичное входной диафрагме устройство имеет и выходная диафрагма 5.
В качестве диспергирующего элемента используется, например,
призма.
Источник излучения 1 проецируется на входную диафрагму 4
линзой 2, а выходная диафрагма 5 линзой проецируется на прием-
ник 7, В приборе установлен поляриод 3, плоскость поляризации
которого составляет 45° с плоскостями поляризации диафрагмы —
пластинки 4, Диафрагма 5 устанавливается таким образом, что
изображение пластинки 4 для длины волны Хо полностью совпадает
с пластинкой 5. Плоскости поляризации обыкновенных лучей пла-
стинок 4 и 5 взаимно перпендикулярны. При этом разность хода обык-
новенного и необыкновенного лучей с длиной волны Х() будет равна
нулю независимо от того, через какую точку диафрагмы 5 они про-
ходят.
Если вращать анализатор, то свет будет поочередно либо про-
ходить (при совпадении плоскостей поляроидов 6 и <?), либо гаситься
(при взаимной перпендикулярности поляродиов 6 и <?), при этом ам-
плитуда модуляции для света с длиной волны Хо, приходящего к при-
емнику <8, будет равна единице.
Для излучения с длиной волны изображение пластинки 4
сдвинуто относительно пластинки 5, при этом обыкновенный и не-
обыкновенный лучи приобретают разность хода тем большую, чем
дальше от оптической оси они пройдут через диафрагму 5. Таким об-
разом, световой поток, проходящий через выходную диафрагму 5,
остается постоянным при вращении поляроида лишь в тех случаях,
когда разность хода интерферирующих лучей по всему световому
отверстию диафрагмы 5 будет изменяться на целое число длин
волн. В промежуточных случаях имеют место побочные максимумы
переменной составляющей светового потока.
Преимущество поляризационного СИСАМ по сравнению с щеле-
вым прибором заключается в его большой светосиле. Это обусловлено
тем, что площадь входной диафрагмы может быть сделана значительно
больше, чем площадь входной щели.
203
......и*
2.	ПРИБОРЫ С ИНТЕРФЕРЕНЦИОННОЙ СЕЛЕКТИВНОЙ
ЧАСТОТНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
К классу спектральных приборов относится Фурье-спектрометр
с интерференционной частотной селективной модуляцией. В основе
метода Фурье-спектроскопин лежит то, что излучению каждой длины
волны соответствует определенная интерференционная кривая, по- =
лучаемая с помощью интерферометра при изменении в нем разности
хода, например, перемещением подвижного зеркала в интерферо-
метре Майкельсона (рис. 153, а). Период этой функции зависит
только от длины волны. Каждому спектральному элементу излуче-
ния источника некоторой длины волны соответствует своя консинусо-
идальная функция с определенной амплитудой. Для источника со I
множеством длин волн (частот) интерферограмма представляет собой
сумму (суперпозицию) кривых, соответствующих каждой из присут-
ствующих в спектре источника длин волн (частот).
Фурье-анализ дает возможность преобразовать интерферограмму
в спектр, т. е. представить сигнал как функцию длины волны или
частоты (рис. 153, б). Другими словами, с помощью Фурье-анализа
интерферограммы можно выделить каждую частоту и определить
поток на этой частоте.
Интерференционные Фурье-спектрометры [4]. При параллельном
перемещении одного из зеркал интерферометра Майкельсона со ско- 
ростью о переменная составляющая светового потока модулируется ....=
с частотой f = v/A = va = w/ca, где о — волновое число; v — ча- »
стота электромагнитных колебаний; са — скорость света в вакууме.
Таким образом, прибор регистрирует в виде интерферограммы слож- |
ное излучение, модулированное с частотой, пропорциональной вол- |
новым числам или частотам электромагнитных колебаний. Другими '
словами, по-разному модулированные сигналы от каждого элементар- |
ного участка спектра одновременно поступают на один приемник из- 5
лучения, смесь сигналов передается на электронио-регистрирующее
устройство спектрометра, после чего сигналы разделяются. Ин-
тенсивиость света при параллельном перемещении одного из зеркал
Рис. 153. Фурье-спектрометр:
а интерферограмма; б —- спектр; « — аппаратная функция неагсодизированного и
аподнзироваиного (2) Фурье-спектрометра
204

в интерферометре Майкельсона со скоростью 0,5v изменяется по за-
кону [1 I
г т , т	г /1 , 23xvv \
/	/0 + /0 cos —— = /Ц1 + cos —-—).
Глубина модуляции при этом одинакова для всех длин волн.
Следовательно, на выходе прибора после приемника излучения до-
статочно установить ряд узкополосных усилителей, каждый из
которых регистрирует только излучение, модулированное на опре-
деленной частоте. Такой прием используется в том случае, если не
требуется высокого разрешения, а число исследуемых спектральных
интервалов невелико. При этом все спектральные интервалы реги-
стрируются одновременно.
В более общем случае для получения спектрального распределе-
ния мощности источника используется обратное преобразование
Фурье. Представим, что на приемник падает поток энергии 6Ф
в интервале частот от v до v ф dv, т. е.
6Ф = Iv cos 2л dv 4" /v dv,
где с — скорость света; dv — предел разрешения прибора.
Полный потокФ, падающий на приемник, получим путем интегри-
рования 6Ф по всему спектру:
со	со
Ф (/) -= Ф' + Ф" (/) = J /v dv 4- J /v cos 2л dv.
oJ	о
Постоянная составляющая Ф' не пропускается усилителем пере-
менного тока, установленным после приемника; выходной сигнал
пропорционален величине Ф" (t), которая связана с искомой функ-
цией распределения энергии по частотам Iv выражением
/v = 2g J Ф" (0 cos t dt,
о
где g — светосила прибора по потоку.
Таким образом, спектр в Фурье-спектрометрах получается в два •
этапа. Сначала при изменении разности хода регистрируется интер-
ферограмма, представляющая собой наложение гармонических со-
ставляющих Ф" (i). Амплитуды этих составляющих связаны с ин-
тенсивностью линий, а частоты — с волновыми числами. Второй
этап заключается в нахождении спектра путем гармонического ана-
лиза интерферограммы, т. е. разложения ее на частотные состав-
ляющие путем обратного преобразования Фурье. Это осуществляется
с помощью ЭВМ.
Основные характеристики Фурье-спектрометра. Аппаратная
функция Фурье-спектрометра представляет собой полученную на
выходе ЭВМ зависимость яркости вошедшего в интерферометр моно-
хроматического излучения Lx с частотой v0 от разности хода Д.
205
J:
Она определяется выражением
I -= ^max Slfi [&ГС (vo — vx) (Атах/6’)],	л;
к g С 2 л (у0 — ух) (Атах/с) ’	'
где Фо — световой поток, падающий на интерферометр; g — свето-
сила; Лщах — максимальная разность хода в интерферометре. Вид
аппаратной функции показан на рис. 153, в. Так же как и в СИСАМ, II
аппаратную функцию Фурье-спектрометра аподизируют к виду [1] 3
т —.	Aftiax Sin*-1 [л (ур У) (Amax/c)]	I
К g с [n(vo-v) (Amax/c)]2 •	'ZU°' d
График аподизированной аппаратной функции показан также 1
на рис. 153. Аподизация, как и в схемах СИСАМ, может осуществ-
дятьёя диафрагмированием зеркал или применением ЭВМ при обра- |
ботке интерферограмм.	|
Для нахождения теоретической разрешающей способности вое-
пользуемся критерием Рэлея, что правомерно, так как основным |
физическим явлением, приводящим к уширению изображения спек- j I
тральной линии, в интерферометре Майкельсона является дифрак- I
ция света на оправах зеркал. Поэтому аппаратная функция Фурье- |
спектрометра имеет дифракционный характер, т. е. к рассматривае-  I
мому типу приборов может быть применен критерий Рэлея, Первый j I
минимум функции	(205) будет при	41
(v0—v) (Amax/c)	Л, Vo V - С/А„1ах,	1
откуда	/I
™ c/Amax =	vX/Aniax;	j|
/?т — у? 6v —	Дтах/Х.	lijl
Таким образом, в Фурье-спектрометрах спектральный предел Й|
разрешения	пропорционален обратной величине разности хода, I
а разрешающая способность прибора определяется максимальным
значением разности хода. Отметим, что при аподизации разрешающая j
способность падает примерно в 1,4 раза.	11
Светосила по потоку, как и в СИСАМ, определяется выражением
gc — Ф/ЬК T^AQSAX	:::||
для сплошного	спектра и	11
Stt ™ Ф/Ь “ T^AQS	.J
и 	
для линейчатого.
Угловой размер входной диафрагмы, как и в СИСАМ, AQ — Д
- 2л/Яг.	"Я
Максимальная разность хода в спектральном интервале	13||
определяется в виде Атах = Хй/?т.	::1||
Скорость перемещения подвижного зеркала выбирают из уело-
вия согласования частотной характеристики фотопрнемника и ча- j
стоты сигнала, облучающего его. Так как частота модуляции
/мод ТО v - /мо;Л« При этом /мод не должна быть больше мак- ••-уй
симальной частоты модуляции облучающего фотоприемник потока* ,NI1?:
еще не вызывающей потери его пороговой чувствительности.
ж	..

!ИИ111ЙШИМ1И!ИИИЙ11ПМЕМИЖМтШ^
Рис. 154. Принципиальные схемы Фурье-спектрометров:
а — на основе интерферометра Майкельсона; б — с трехгранными отражателями; в типа
«кошачий глаз»
Перемещение зеркала h получают из условия для максимальной
разности хода Лтах = 2Л, т. е. h Дтах/2, время регистрации спек-
тра t = Amax/v.
Оптические схемы Фурье-спектрометров, Наибольшее распростра-
нение получила схема интерферометра Майкельсона. Поскольку
Фурье-спектрометры применяются главным образом для измерений
в ПК области спектра, то в качестве оптических элементов исполь-
зуются зеркальные системы. Пример оптической схемы Фурье-
спектромерта приведен на рис. 154, а. Параллельный пучок лучей
от источника проходит светоделительную пластинку 1 интерферо-
метра. Отраженные от неподвижного 3 и подвижного 2 зеркал лучи
интерферируют и направляются на приемник.
Для повышения стабильности интерференционной картины при
изменении разности хода вместо плоских зеркал в интерферометре
используются трехгранные отражатели 4 и 5 (рис. 154, б). Основное
свойство таких отражателей состоит в том, что падающий на них
пучок света отражается в направлении падения независимо от угла
падения.
Схема на рис. 154, б дает возможность исключить постоянную со-
ставляющую потока, которая не дает полезного сигнала и поэтому
снижает отношение сигнал-шум. С этой целью светоделитель 1 вы-
полнен в виде одной пластинки, на каждой стороне которой полупро-
зрачный слой нанесен на одну половину рабочей поверхности. Трех- >
гранные отражатели позволяют вывести из интерферометра два
отдельных пучка. После второго прохождения через светоделитель
пучки направляются на два приемника, при этом на один из них
падает излучение, дважды прошедшее через светоделитель и дважды
отраженное от него, на другой — излучение пучков, испытавших
по одному отражению на светоделителе.
На первом приемнике вырабатывается сигнал, пропорциональ-
ный величине
оо
COS------
с
О
207
Рис. 155. Схема Фурье-спектро-
метра
на втором — величине
к (А) —
со
f г / ч / 1	2nvV \ J
~ J L (у) ( 1 — cos —~ } av.
о
При регистрации разно-
сти сигналов, вырабатывае-
мых приемниками, постоянные составляющие двух потоков вычита-
ются. Кроме описанных в интерферометрах используются отражатели
типа «кошачий глаз», которые представляют собой двухзеркальные
афокальные системы (рис. 154, в). Параллельные пучки лучей от
светоделителя 1, отражаясь от вогнутых зеркал 8 и 10, фокусируются
соответственно на малых зеркалах 7 и 9 и после второго отражения
от вогнутых зеркал и плоского зеркала 6 возвращаются по прежним
направлениям на светоделитель. При правильном выборе параметров
отражателей разность хода интерферирующих пучков не зависит
от их наклона к осям отражателей. В этом интерферометре также
удается исключить постоянную составляющую потока излучения
[1, 101.
Пример оптической схемы Фурье-спектрометра на базе интерферо-
метра Майкельсона приведен на рис. 155. Свет от источника прохо-
дит диафрагму 1 и плоское зеркало 2, коллимируется объективом 5,
падает на светоделитель 4 и компенсационную пластинку 5. После
отражения от подвижного 6 и неподвижного 7 зеркал интерферо-
метра пучок фокусируется объективом 11 и плоским зеркалом 8
на выходную диафрагму 9, за которой установлен приемник 10.
Ниже приведены основные характеристики отечественных Фурье-
спектрометров [3, 14]:
Тип прибора
Рабочий спектральный диапазон, см”1		ФС-01 100—5000	ЛФС-1000 10—200	ИТ-69 500—2500
Теоретический предел разрешения, см”1	 Точность измерения волновых чи-	0,1	0,1	0,1
сел, см”1	 Динамический диапазон системы	0,01	0,01	0,01
регистрации	 Перемещение подвижного отража-	10s	10®	10»
теля		Непрерывное	Непрерывное, дискретное	Непрерывное дискретное
Поляризационный Фурье-спектрометр. Оптическая система
Фурье-спектрометра может быть выполнена на основе поляризацион-
ных элементов, например призмы Волластона (рис. 156). Источник
света 1 проецируется объективом 3 в верхнюю часть призмы 4.
Зеркало 5 переносит это изображение в нижнюю часть призмы,
208

а объектив 6 — на приемник 8; плоскости поляризации поляриза-
тора 2 и анализатора 7 совпадают. Пучки лучей, проходящие через
призму симметрично относительно центра кривизны зеркального
объектива 5, имеют нулевую разность хода в том случае, когда сере-
дина призмы совпадает с этим центром. Для создания разности хода
между обыкновенным и необыкновенным лучами призму перемещают
в направлении, перпендикулярном оптической оси [14].
Монохроматические потоки излучения, падающие на приемник,
являются синусоидальными функциями перемещения призмы Вол-
ластона. Следовательно, применяя обратное преобразование Фурье,
можно определять зависимость потока от частоты, т. е. получить
спектр.
Важными достоинствами Фурье-спектрометров являются высокая
светосила и возможность одновременной регистрации большого числа
спектральных линий при высокой разрешающей способности. Ука-
занные достоинства наиболее полно проявляются в ИК. области спек-
тра, где шумы большинства приемников излучения не зависят от
падающего потока излучения.
Недостатки Фурье-спектрометров — сложность юстировки и экс-
плуатации и необходимость применения ЭВМ в большинстве случаев.
Фурье-спектрографы. Наряду с фотоэлектрическим способом ре-
гистрации интерферограмм в приборах Фурье-спектроскопии исполь-
зуется фотографический способ, отличающийся большой простотой.
Оптическая система Фурье-спектрографа должна обеспечивать плав-
ное с постоянной скоростью изменение разности хода, при этом вы-
ходной сигнал будет синусоидальной функцией частоты электро-
магнитных колебаний. Пример Фурье-спектрографа приведен на
рис. 157. Свет от источника 1 коллимируется объективом 2 и направ-
ляется на кристаллический двупреломляющий клин 4, установлен-
ный между двумя скрещенными поляроидами 3 и 5. Клин вырезан
ребром вдоль оптической оси кристалла и склеен с таким же кли-
ном из стекла, чтобы в результате образовались плоскопараллель-
ная пластинка, не отклоняющая лучей. В таком приборе разность
хода между обыкновенным и необыкновенынм лучами линейно растет
вдоль координаты г. Интерференционная картина изображается объ-
ективом 6 на фотопластинке 7. Зарегистрированная интерферограмма
микрофотометрируется, а микрофотограмма обрабатывается иа ЭВМ.
С помощью описанного спектрографа можно изучать изменение
спектра во времени, что достигается одновременным с экспонирова-
нием линейным перемещением фотопластинки вдоль интерференцион-
ных полос [31.
8 Скоков И. В.
Рис. 156. Схема поляризационного Фурье-
спектрометра
Рис. 157. Схема Фурье-спектрографа
209

?|
Описанный выше прибор обладает недостатком — низкой разре- jh
шающей способностью, определяемой, как и в Фурье-спектрометрах, 1| !
максимальной разностью хода между обыкновенным и необыкновен- gji
ным лучами. Поэтому такие приборы применимы лишь для регистра- еН
ции простых по спектральному составу излучений.	|
3.	ГОЛОГРАММНЫЕ ПРИБОРЫ	I
Создание лазеров и развитие методов голографии привели к возник- g
новению голограммной спектроскопии [28].	|
Голография — это способ записи и восстановления волновых
фронтов, основанный на регистрации распределения интенсивности
в интерференционной картине, образованной предметной волной <
и когерентной с ней опорной волной. Зарегистрированная интер- ।
ференционная картина, называемая голограммой, затем восстанав- J j
ливается, т. е. происходит процесс расшифровки интерферограммы, ||
заключающийся в ее Фурье-преобразовании.	|
При освещении фотопластинки излучением сложного спектраль- | :
ного состава зарегистрированная голограмма будет представлять
собой совокупность интерференционных картин, при этом каждая |J j
из монохроматических составляющих излучения будет образовывать ||
свою собственную картину. Другими словами, голограмму можно gH |
рассматривать как набор прозрачных дифракционных решеток с си-’^Н. ||
нусоидальным распределением освещенности.	|!
При освещении голограммы монохроматическим светом каждая gg л
из решеток отклоняет излучение на свой угол, поэтому в фокальной ДЛ L
плоскости объектива, установленного за голограммой, изображения
спектральных линий монохроматического пучка будут в различных:	|s'-
порядках.	 Дд
При освещении голограмм излучением сложного состава, т. е. g ••
суммой монохроматических потоков, голограмму можно рассматри* | 
вать как наложение действующих независимо друг от друга решеток 
с различными пространственными частотами = l/dx, где Щ u
постоянная решетки (интерферограммы), при этом
1/4 =	— (sin ф + sin ф)/Х,
где ф и ф — соответственно углы падения обоих интерферирующих
пучков.	(	1
В частном случае при ср ~ О — sin^/X, т. е. решетки с мень-
шей пространственной частотой дают излучение больших длин воли*
При 1 (первый порядок спектра) угол дифракции будет ••
определяться из соотношения	|hi
. о Хо (sin ф — созф)	:! Ь
Sin 6 ==----Дг-------,	11
где 2и0 — длина волны монохроматического излучения, восстанавли-
вающего голограмму. При нормальном падении sin р = (^о^) sinip. • • •g g
Таким образом, работа голограммного спектрального прибора g “•
состоит из двух этапов. На первом этапе проводится фотографирова* д
210
: У
И:iii!!!! = !’!!!! Щц ►
Рис. 158. Схема голограммного
спектрального прибора с фото-
графическим восстановлением
спектра
ние модулируемого в про-
странстве исследуемого из-
лучения, а на втором —
Фурье-преобразование по-
лученной интерферограммы. Из сказанного следует, что рассмо-
тренный принцип построения голограммных приборов имеет много
общего с принципом Фурье-спектроскопии. Наиболее существенным
различием является то, что в голограммных приборах имеет место
оптическое восстановление спектра по интерферограмме. Причем
восстановление интерферограммы можно осуществить как фотогра-
фическим, так и фотоэлектрическим способом.
Фотографическая регистрация. Схема с фотографической реги-
страцией спектра показана на рис. 158. Отличие голограммного спек-
трографа от обычного (т. е. призменного или дифракционного)
заключается лишь в том, что вместо диспергирующего элемента
в нем установлена голограмма, освещаемая лазерным пучком с дли-
ной волны излучения 10. Свет от гелий-неонового лазера 1 через
расширяющую пучок телескопическую систему 2—3 направляется на
голограмму 4, а объектив 5 изображает на фотопластинке 6 спектро-
грамму.
Отличие голограммы от обычной спектрограммы заключается
в том, что все ее спектральные линии имеют один цвет, соответству-
ющий длине волны Хо монохроматического пучка.
Разрешающая способность голограммного спектрографа невелика
(до нескольких сотен нанометров [3]), что обусловлено трудностью
записи на интерферограмме большого числа спектральных линий,
поскольку это требует использования интерферометров с большими
изменения разности хода в пределах ограниченного углового поля.
Кроме того, для регистрации интерферограмм с большой простран-
ственной частотой необходимы фотоматериалы с высокой разре-
шающей способностью.
Фотоэлектрическая регистрация. Схема прибора с фотоэлектри-
ческой регистрацией спектра показана на рис. 159. Здесь оптический
метод используется только на этапе Фурье-преобразования. Прибор
представляет собой интерферометр Майкельсона, состоящий из
источника /, объективов 2 и 13, светоделителя <?, выходной диаф-
рагмы 12, неподвижного 4 и подвижного 5 зеркал интерферометра
и приемника 11, Голограмма на фотопластинке 6 с зарегистрирован-
ной интерференционной картиной движется синхронно с зеркалом 5
интерферометра. Она освещается вспомогательным источником 10
через оптическую систему 7—9 и щель 5. Щель проецируется на фото-
пластинку, а яркостью вспомогательного источника 10 управляет
сигнал от приемника И, При такой схеме устраняются трудности,
которые возникают при синхронизации движения зеркала и голо-
граммы (см. рис. 158)
8*
211
Рис, 159* Схема голограммного
спектрального прибора с фогот
электрическим восстановлением
спектра
13
с
6
7
s
>3

12
11
ю
Достоинством фото-
электрической регистра-
ции являются также воз-
можность использования
источника 11 с большой
яркостью, что снимает
ограничения, обусловлен-
ные применением фото-
пластинок с низкой чув-
ствительностью (это ха-
рактерно для фотомате-
риалов с высокой разре-
шающей способностью).
Кроме того, размеры зеркал не ограничивают число полос, которые
могут быть зарегистрированы (т. е. изменения разности хода),
а следовательно, и разрешающая способность, может быть доста-
точно большой. Таким образом, при использовании схемы с фото-
электрической регистрацией (восстановлением) спектра устраняются
определенные трудности, характерные для описанного выше спо-
соба фотографической регистрации (восстановления) спектра [3].
4.	ПРИБОРЫ С РАСТРОВОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
Кроме способа интерференционной селективной оптической модуля-
ции существуют другие, в частности способ растровой модуляции
[6], заключающийся в том, что излучение сложного спектрального
состава модулируется путем последовательного совмещения изобра-
жения входного растра с его копией, установленной в фокальной
плоскости выходного объектива. Схема, которая иллюстрирует прин*
цип работы этого типа спектрометров, показана на рис. 160. Колли-
мированный пучок света направляется на входную диафрагму
представляющую собой растр, т. е. совокупность большого числа
прозрачных и непрозразрачных полос, штрихов или точек. Объект
тив 2 направляет коллимированный пучок света на диспергирующий
элемент 3 (на рисунке показана дифракционная решетка). В фокаль»
ной плоскости камерного объектива 4 получается совокупность мо-
нохроматических изображений входного растра; с одним из них
совмещается выходной растр 5, являющийся точной копией вход-
ного. При точном совмещении поток излучения, падающий на прием-
ник 6, достигнет максимума для длины волны Хо, на которую настроен
прибор. При небольшом смещении изображения поток резко падает,
приближаясь к некоторому среднему потоку, определяемому отно-
шением площадей прозрачных и непрозрачных частей растра.
Селективная амплитудная модуляция основана на том, что
точное совмещение изображения входного растра с выходным имеет
212
Рис’. 160. Принципиальная схема растро-
вого спектрометра
место только для определенной
длины волны. Поэтому, выполняя
небольшие периодические переме-
щения изображений входного
растра, можно осуществить се-
лективную модуляцию потока.
Сканирование спектра обеспечива-
ется поворотом дифракционной
решетки.
Наибольшее применение на-
шел растр, в котором кривые рав-
ной прозрачности представляют
собой гиперболы с асимптотами,
параллельными высоте и ширине
растра. На практике растр выпол-
няется в виде полностью про-
зрачных и непрозрачных зон. Пропускание такого растра не яв-
ляется синусоидой, а подчиняется некоторому периодическому за-
кону и принимает
имеют пропускание
значения только +1 и —1. Отдельные зоны
т (у, г), определяемое выражением [14]
т(г/,
1;
2уг
~bh
0;
1 2yz
2 ’
растрового спектрометра определяется как
где k — 0, ±1, ±2, ...
Аппаратная функция
изменение монохроматического потока на выходе прибора при пере-
мещении изображения входного растра по выходному растру в на-
правлении у (рис. 161).
Предположим, что прибор освещается монохроматическим све-
том, а изображение входного растра смещено относительно иден-
тичного этому изображению выходного растра на некоторое расстоя--
ние у'. Тогда через каждый элемент растра будет проходить све-
товой поток, пропорциональный величине т (у — у', г) х(у, г).
Аппаратная функция в этом случае определяется выражением
оо оо
й(1/)= I dz [т(г/ — у', z)-r(y, z)dy.	(206)
— ОО	— СЮ
Выражение (206) можно представить в виде суммы [10]:
где член Р (у) зависит только от внешнего контура растра и опре-
деляет форму того сигнала, который зарегистрирует приемник, если
213
растры заменить диафрагмами с тем же контуром; член Q (у) зависит
от функции пропускания растров.
Для растра, изображенного на рис. 160, внешний контур — это
прямоугольник с шириной В; график функции Р (у) — треугольник
с основанием 2В. При использовании такого растра
р(у) =4-(1 ы«в- <207)
Так как В Ь, то функция (207) изменяется очень медленно, и
можно считать, что Р (у) = 1/2, т. е. слагаемое Р (у) приводит
только к постоянной засветке приемника излучения.
Функция Q (у) для гиперболического растра определяется фор-
мулой
п лл — 1 sin
2 2лу/Ь ’
т. е. имеет такой же вид, как и аппаратная функция СИСАМ без
аподизации [см. выражение (203) ].
Таким образом,
(у) = (1/2) + Q (у)-
График аппартной функции спектрометра с гиперболическими
растрами показан на рис. 161.
Разрешающая способность растрового спектрометра определяется
наименьшей шириной растра b его элементов и оказывается практи-
чески такой же, как и в приборе со щелями той же ширины (что
справедливо для спектрометра без аббераций). При b = где -—
нормальная ширина щели, разрешающая способность спектрометра
приближается к предельному значению определяемому шириной
диспергированного пучка и угловой дисперсией призмы или решетки.
Светосила спектрометра существенно больше, чем светосила
щелевых приборов. Численно выигрыш в светосиле подсчитывают
по формуле
Фр/Фщ КВ/Ь,
где Фр и Фщ — потоки излучения, регистрируемые растровым и
щелевым приборами; К — коэффициент, зависящий от типа растра,
его контура и способа модуляции (К = 1/8"“1/2) [4].
К отдельным элементам оптических систем растровых спектро-
метров предъявляются более
жесткие требования по сравнению
с аналогичными требованиями
к элементам щелевых приборов.
В частности, коллиматорный и
камерный объективы должны быть
исправлены на сферическую аббе-
рацию, кому, астигматизм, хрома-
тизм положения, кривизну поля.
Это объясняется тем, что объек-
Рис. 161. Аппаратная функция растрового
спектрометра
।
Рис. 162. Схема спектрометра
с растровой модуляцией
тивы обладают угловым
полем как в направлении
дисперсии, так и в напра-
влении высоты растра;
кроме того, фокальная
плоскость камерного объ-
ектива должна быть плос-
кой. Пример оптической
схемы растрового спек-
трометра показан на рис. 162. От источника света 1 пучок с по-
мощью зеркального модулятора 2 разделяется на два пучка, каждый
из которых после отражения от зеркал 3 и 4 поочередно попадает
на внешнюю и внутреннюю поверхности входного зеркального
растра 5. После зеркала 6 пучки дифрагируются решеткой 7 и
зеркалом 6 направляются на поверхность выходного растра 8, где
поочередно формируются изображения растра в проходящем и от-
раженном свете. Для некоторой длины волны изображение растра
5 полностью совпадает с растром 8, в этом случае свет или проходит
к приемнику 9 (при совпадении прозрачных участков растров 5 и 8)
или не проходит к приемнику (при совпадении прозрачных участков
одного растра с непрозрачными участками другого). При таком по-
ложении приемник 9 регистрирует поток с амплитудой модуляции,
равной единице. Таким образом осуществляется селективная мо-
дуляция излучения в узком интервале длин волн, соответствующем
ширине функции Q (у). Излучение длин волн, не входящих в этот
интервал, для которых изображение растра 5 значительно смещено
с растра 8, поровну распределяется между выходящими из прибора
пучками, не модулируется и создает засветку приемника. Приемник
и усилитель переменного тока, настроенный на частоту модулятора,
регистрирует разность потоков, прошедшего через растр 5 и отра-
женного от него.
Достоинством спектрометров с интерференционными растрами по
сравнению со спектрометрами с обычными растрами являются малые
габаритные размеры прибора при высокой разрешающей способности.
К недостаткам следует отнести необходимость обеспечения углового
увеличения диспергирующего элемента, равного единице, и полного
устранения искривления спектральных линий.
Глава 11. ДРУГИЕ ТИПЫ СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
1.	МАТРИЧНЫЕ ПРИБОРЫ
Одним из наиболее важных свойств спектрального прибора, опре-
деляющих его эффективность, является возможность одновременной
регистрации множества спектральных линий. Число регистри-
руемых спектральных элементов можно существенно увеличить
Р ис. 163. П р и н ци п и а л ь
пая схема матричного
спектрометра:
/ — источник света; 2 —
конденсор; 3 — щель моно-
хроматора; 4, 6' — объекти-
вы; 5 — призма; 7 — маска
Один из способов та
лектроскопии с преоб
путем классических щелевых приборов,
кого усовершенствования — применение
разованиями Адамара, что связано с принципом расположения
и перемещения щелей спектрального прибора, которое задается
матрицами Адамара [15].
В фокальной плоскости обычного дифракционного спектрометра -Й'Й;;Ь
устанавливается диафрагма со многими щелями, при этом каждая
щель имеет ширину 2ЛА, где ДА— спектральная ширина щели.
Диафрагма представляет собой совокупность прозрачных и непро-
зрачных участков, каждый из которых имеет спектральную ширину,  Ц
кратную пределу разрешения 6А. Это означает, что прозрачные и ’ t
непрозрачные элементы перекрывают спектральные интервалы в пре- jJ
делах от 6А до АбА, где k — небольшое целое число.	..
Представим, что число единичных прозрачных участков шири- ' йй
ной 6А равно N и. соответственно число непрозрачных участков, hi
расположенных между ними, (W — 1). Тогда справедливо соотно-
шение 2ЛА = (2А — 1) 6А. Если прозрачные и непрозрачные уча- Й=;
стки диафрагмы расположить так, что при ее перемещении N — 1 "‘й
раз вдоль спектра на интервал 6А осуществляется измерение всей
прошедшей через диафрагму энергии, то будет получено N отсчетов.
При этом очевидно, что каждый спектральный элемент, располо- .''Ж
женный внутри интервала ДА, внесет свой вклад г/; в общий сигнал,
формируемый на общем фотопрнемнике. В результате можно соста- ।
вить N независимых линейных уравнений вида yt — Т, где
все коэффициенты ailt равны 0 или 1,"yt — измеряемая энергия.
Особенностью изложенного выше принципа построения прибора
является уменьшение погрешности измерений в VN раз по сравне-
нию с погрешностью, получаемой при использовании обычного скани-
рующего спектрометра.
Принципиальная схема матричного спектрометра может быть Й
представлена следующим образом. В обычном спектрографе вместо
фотопластинки устанавливается многощелевая диафрагма—маска
(рис. 163). Затем все излучение, прошедшее через маску, собирается
на один фотоприемиик. Сигнал, возникающий в фотоприемнике,
измеряется и запоминается, т. е. формируется k-й отсчет. После
этого устанавливается маска для получения k + 1-го отсчета и '
вновь проводится измерение. Выполнив N отсчетов, получим Си-
стему N уравнений, позволяющую определить энергию излучения,
проходящую через каждую щель маски. При этом размеры площадки
фотоприемника не должны превышать размеры, соответствующие
минимально разрешаемому спектральному интервалу.
Рис. 164. Оптическая схема матричного спектро-
метра:
1,5 — объективы; 2,6 — маски; 3 — крышеобразное
зеркало; 4 — дифракционная решетка; 7 —модуля-
тор; 8 — приемник
Рассмотрим одну из схем спектро-
метра, основанного на изложенном
выше принципе (рис. 164). Прибор
построен по принципу двойного авто-
коллимационного монохроматора с вы-
читанием дисперсии. Диафрагма поме-
щена между двумя крышеобразно рас-
положенными плоскими зеркалами; это
дает возможность направить выходящий из спектрометра поток че-
рез участок маски/ соседний с тем участком, через который из-
лучение введено в прибор.
В описанной схеме используется только поток, прошедший через
маску. Если элементы маски изготовить в форме узких спектраль-
ных полосок, то можно использовать и другую часть излучения,
отраженную от маски. Отношение сигнал/шум спектрометров с пре-
образованием Адамара увеличивается в g раз по сравнению с клас-
сическими, при этом g = (Af + 1)/2 fC/V.
2.	ЛАЗЕРНЫЕ ПРИБОРЫ
Изобретение лазеров и их широкое внедрение в практику научных
исследований оказали существенное влияние на спектральное при-
боростроение и технику спектроскопии. Наиболее специфические
свойства лазерного излучения — высокая монохроматичность, чрез-
вычайно большая спектральная плотность, возможность перестройки
частоты, высокая мощность излучения, а также большая энергия,
выделяемая в малых объемах — существенно повлияли на построе-
ние схем спектральных приборов и методы их применения. Поэтому
возник раздел спектроскопии, названный лазерной спектроскопией,
под которой понимается совокупность аппаратуры и методов иссле-
дования, в которых используются перечисленные выше основные
специфические свойства лазерного излучения. Спектральные при-
боры, в которых лазеры используются в качестве источников излуче-
ния, называются лазерными.
Методы лазерной спектроскопии позволили расширить возмож-
ности традиционных методов, а также решить принципиально новые
задачи [11, 18, 25]. Так, используя эти методы, удалось повысить
в 1Q6—1Q8 раз предельную чувствительность спектрального анализа
атомов и молекул за счет высокой интенсивности излучения, а также
обеспечить предел разрешения, определяемый естественным ушире-
нием линий исследуемого вещества за счет высокой монохроматич-
ности излучения. Только лазерные спектральные приборы сделали
реальным проведение локального спектрального микроанализа,
реализуемого за счет высокой направленности и когерентности и злу-
Рис. 165. Принципиальные
схемы селекторов лазерного
излучения:
а — с дифракционной решеткой;
с плоскопараллельньшИФП;
в — с клинодым ИФП; г —- с при-
змой; д -- с дифракционной решеткой и ИФП; 1 — дифракционная решетка; 2 — кювета
лазера; 3 — зеркало резонатора; 4 -- интерферометр Фабри-Перо; 5 — призма
чения, а также дистанционного спектрального анализа, обеспечи-
вающего возбуждение молекулы на значительном удалении от лазера
и получение информации об их составе и концентрации за счет боль-
шой энергии, заключенной в лазерном импульсе, и высокой направ-
ленности излучения.
Можно выделить следующие группы лазерных спектральных при-
боров: лазеры с перестраиваемой частотой; приборы для эмиссион-
ного, флуоресцентного и адсорбционного анализов; приборы для
исследования спектров комбинационного рассеяния; приборы сверх-
высокого разрешения для исследования нелинейных процессов,
а также приборы для измерения спектральных характеристик ла-
зеров.
Лазерные монохроматоры с перестраиваемой частотой [25].
Лазеры на органических красителях (например, на спиртовом рас-
творе родамина) излучают участок сплошного спектра протяжен-
ностью от единиц до десятков нанометров. Перестройкой резонаторов
можно плавно изменять частоту их излучения в пределах всей по-
лосы генерации. Набором из 8—10 красителей можно перекрыть
области спектра от ультрафиолетовой до инфракрасной. Для воз-
буждения генерации лазеров на красителях используются либо им-
пульсные лампы, либо другие лазеры.
Спектр генерации органических красителей в резонаторе без
специальных селектирующих элементов при любом способе возбужде-
ния обычно составляет 5—20 нм. Для перестройки и сужения спектра
генерации вводятся спектрально-селективные элементы, обычно на-
218
зываемые селекторами — светофильтры, интерферометры Фабри—
Перо, дифракционные решетки, призмы или призменные системы
и т. и.
Принципиальные схемы селекторов приведены на рис. 165 125].
Как правило, введение какого-либо одного элемента сужает ширину
линии генерации до 0,05—1 нм без заметного снижения выходной
мощности. При этом спектр генерации перестраивается в пределах
нескольких десятков нанометров на одном и том же растворе кра-
сителя. Комбинации различных селекторов позволяют сузить линию
генерации до значений 10"3—10~4 нм, что, однако, приводит к зна-
чительным энергетическим потерям.
Ниже приведены формулы для оценки ширины линии генерации
перестраиваемых лазерных монохроматоров на красителях, в кото-
рых в качестве селекторов используются следующие спектрально-
селективные элементы [37).
Дифракционная решетка. Угловая дисперсия решетки для авто-
коллимационной установки D$ = m!(2d cos [3), где пг — порядок
спектра; d — период решетки; р— угол дифракции [см. формулу
(88)1. Если лазер имеет угловую расходимость Др, то
спектральная ширина, реализуемая в этой схеме,
А/.р =	др.
Если расходимость лазерного пучка определяется
Др = 1,22А/£), где D — внутренний диаметр кюветы с
то в этом случае предельная ширина линии
ДАд = 2,44
и	ти
При уменьшении расходимости пучка в р раз (это достигается,
например, установкой в резонаторе систем линз)
ДА, =	др
р pm г
предельная
дифракцией
красителем,
и
Д^ = 2,44Ц^А.	(208)
В схемах с дифракционной решеткой перенастройка резонатора
осуществляется ее поворотом.
Для Др = 5-1СГ3, D = 2,5 мм, р — 10, N — 1200 штрихов на
1 мм, пг = 1, X = 600 нм получаем ДА^ ~ 7,8 нм, ДАд = 0,37 нм,
ДАр = 0,78 нм и ДАд 0,04 нм.
Призма и система призм. Призма, установленная по автоколли-
мационной схеме с лазером на красителе, имеющем угловую расхо-
димость Др, сужает ширину линии генерации до предельной ве-
личины
ДХя = ----—
а р 4dn/dA. ’
219
liiiinffliMMMmmifflMmiiiiiimiiiiiiiiiiiiiiiinMoiiiiiiMMffihmBmBiiiimiiifflw
Таблица 23
Параметр ы	1	2	3	4
Диапазон плавной пере- стройки спектра генерации, нм Ширина спектра, им, при ре- зонаторе:	218—1300	260—970	330—970	430—730
без селекторов	5—50	5—50	5—50	1—10
с селекторами	1—10~2	1 —10-»	1—10~»	10"6
Коэффициент полезного дей- ствия, % Частота повторения импуль- сов, Гц	1—75	10—40	0,1 —1,7	5—30
	200	200	100		
Примечание. В колонках 1—4 приведены соответственно данные для следующих
типов лазеров: 1 — на красителях с накачкой излучением твердотельных лазеров (X —
== 34,71; 694,0; 265,0; 530,0; 1060 нм); 2 — на красителях с возбуждением от азотного лазера
(X = 337,0 им); 3 — на красителях с ламповой накачкой; 4 — непрерывного излучения (воз-
буждение от аргонового лазера).
(210)
где dn/dX — дисперсия материала призмы. Если расходимость опре
деляется дифракцией, то
При уменьшенной в р раз расходимости пучка
лг __ 1.22X/Z)
D	4р drc/dZ, *
Для большого сужения линий в лазерах на красителях устанав-
ливают k призм. В этом случае величины, определяемые формулами
(208)—(210), получаются меньше в k раз. Перестройка резонатора
осуществляется поворотом призм.
При тех же значениях Др, D, X и dn/dX = 1,35-Ю"4 нм (при
п = 1,72) получаем соответственно для одной и шести (k — 6) призм
ДХр = 9,3 нм и 1,5 нм, ДХО = 0,54 нм и 0,09 нм, ДХр = 0,93 нм и
0,15 нм, ДХд — 0,05 нм и 0,01 нм.
Интерферометр Фабри—Перо. Установкой ИФП или интерфе-
ренционных светофильтров ширину линии можно сузить до вели-
чины ДХр = X Др tg р, при этом минимальное значение ДХр будет
зависеть от угла, при котором отражение от первого зеркала ИФП
не попадает в кювету. Обозначив через q отношение диаметра кюветы
к расстоянию между ИФП и ближайшим к нему окном кюветы, по-
лучим минимальную ширину полосы
mln = Др 1g (^2).
Перестройка резонатора осуществляется путем изменения тол-
щины ИФП, угла его наклона относительно оси резонатора и измене-
ния показателя преломления среды между зеркалами (плоскопа-
220


раллельный ИФП) или перемещением его в направлении, перпенди-
кулярном оптической оси (к. иновый ИФП). Если для перестройки
частотой генерации используется несколько интерферометров, то
необходимо обеспечить выполнение условия
___ 2/iiCOse! 		_ 2ht cos
r m,_________________mi
Для ИФП, установленного совместно с призменным селектором,
при тех же значениях А0, D, X и q = 0,05 получим AApmm =
— 0,075 нм.
В табл. 23 приведены параметры основных типов лазеров на кра-
сителях с перестраиваемой частотой. Ниже даны характеристики
некоторых типов отечественных приборов:
	404	Модели лазеров ЛЖИ		408	409
		405	406	407		
Энергия излучения на X — 590 нм, Дж: номинальная 		, 0,035	0,12	0,25 0,6	0,7	1,2
максимальная 		. 0,055	0,18	0,3	1,0	1,4	2,5
Длительность импульсов, мкс		. 1,0	1,5	2,0	2,5	3,5	5,0
Частота повторения, Гц		. 50,0	10,0	10,0 5,0	2,0	0,3
Диапазон перестройки, нм: без преобразователя	 с УФ преобразователем	 с ИК преобразователем	 Ширина линии, нм, с эталонами Фабри Перо с базами: 8 мкм 	 8 и 100 мкм 	 8, 100 н 1000 мкм	 Расходимость, мрад: поминальная 		. 10.0	10,0	430—750 265—750 430—1100 1.0 0,1 0,01 10,0 15,0	15,0	15,0
минимальная 	 Средняя мощность, Вт: минимальная 		. 0,7	0,8	5,0 1,0	2,0		  
максимальная 		. 0,8	0,9	1,1	2,2	—	—
Следует отметить две принципиально новые возможности спек-
тральных лазерных приборов с перестраиваемой частотой. Во-пер-
вых, аппаратная функция таких приборов, в которых сканирование
по спектру осуществляется перестройкой частоты лазера, полностью
определяется свойствами лазерного излучения, поэтому их теорети-
ческая разрешающая способность зависит от ширины линии излу-
чения лазера, которая существенно меньше, чем в других источниках.
Во-вторых, с помощью лазерных монохроматоров можно полу-
чить спектральную яркость излучения, на много порядков превы-
шающую ту, которая реализуется источником той же мощности, но
другого типа.
Лазерные приборы для спектрального анализа. Приборы для
эмиссионного анализа. Лазеры используются как высокотемператур-
ные источники для испарения пробы и возбуждения спектра. Основ-
ным достоинством лазерного эмиссионного анализа является повы-
шенная чистота спектра, что обеспечивается исключением спектра
Рис. 16G. Принципиальная схема лазер-
ного спектрального прибора для прове-
дения эмиссионного анализа
электродов и загрязняющего дей-
ствия стенок трубок (при анализе
газов).
Схема прибора для эмиссион-
ного анализа приведена на рис. 166.
Излучение лазера 3 фокусируется
с помощью объектива 2 (обычно
микрообъектива) на поверхность
образца 1. Образующаяся микро-
плазма фокусируется осветитель-
ной системой 5 на входную щель
4 спектрографа.

Возможность фокусировки излучения лазера существенно рас-
ширила область его применения и повысила чувствительность спею
трального микроанализа, т. е. анализа микроколичества образца. :
На рис. 167 показана схема прибора для проведения спектраль-
кого микроанализа. Она включает лазер 1 (как правило, это твердо- Ар-
тельный лазер, работающий в импульсном режиме) и микрообъек-	ж
тив 2 с защитным стеклом 3. Поскольку искровой промежуток	||
между электродами 4, в котором происходит возбуждение, находится
между объектом 5 и микрообъективом, то используют объективы :!lil
с большими рабочими расстояниями (до 40 мм). Оптическая система £
проецирует микроплазму на входную щель 7 спектрографа. Возбуж-
дение спектра может осуществляться также лазерным излучением
в процессе испарения вещества, как это показано на рис. 166.
За счет фокусировки излучения удается испарить 10”8—10“6 г
вещества из кратера диаметром 20—200 мкм. При этом достигается
абсолютная чувствительность
в пробе, при котором пре-
вышение плотности почер-
нения линии на спектро-
грамме над фоном составляет
0,04, т. е. визуально обнару-
живается) достигает 10"9 г.
Приборы для абсорбцион-
ного анализа. Лазеры в ка-
честве источников излучения
увеличивают чувствитель-
ность абсорбционного ана-
лиза, т. е. дают возможность
определять существен н о мен ь-
шее поглощение, чем это
Рис. 167. Принципиальная схема
лазерного спектрального прибора
для проведения микроанализа
(минимальное количество элемента
222
Рис. 168. Схемы лазерных спектралы ых
приборов для проведения абсорбцион-
ного анализа:
а с установкой кюветы вне резонатора; б
с внутрирезонаторной установкой кюветы; в—
с оптико-акустическим приемником; 1 — лазер;
2 — кювета; 3 приемник; 4 — зеркало
резонатора; 5 — микрофон
достигается обычными спектраль-
ными приборами. Высокая спек-
тральная яркость лазерного излу-
чения позволяет регистрировать
слабые линии поглощения, а ма-
лая ширина аппаратной функции
лазерного спектрального прибора дает
предельное разрешение, определяемое
возможность реализовать
собственным уширением
линии поглощения.
Распространены три основные схемы, по которым строят лазер-
ные спектральные приборы для адсорбционного анализа.
В первой схеме (рис. 168, а) источником излучения служит
лазер 1 с перестраиваемой частотой, который непосредственно осве-
щает кювету 2 с анализируемым образом. По ослаблению излучения,
падающего на приемник 3, определяется величина поглощения
в зависимости от длины волны.
Во второй схеме (рис. 168, б) абсорбционная кювета помещена
внутри резонатора многомодового лазера с ширбкой полосой усиле-
ния среды со слабым поглощением внутри этой полосы усиления.
В результате поглощения падает мощность генерации, и если пре-
вышение энергии накачки над пороговой очень мало, то даже неболь-
шое поглощение может привести к падению мощности генерации
до нуля. Другими словами, в этом диапазоне энергий зависимость
мощности генерации от коэффициента усиления оказывается очень
сильной.
Если лазер генерирует широкую полосу частот, то в макси-
муме линии поглощения образуются резкие провалы, которые легко
регистрируются с помощью обычного спектрографа. Следует отме-
тить, что чувствительность лазерного абсорбционного метода внутри-
резонаторных селективных потерь, положенного в основу схемы на
рис. 168, б, также возрастает в результате увеличения эффективной
толщины поглощающего слоя за счет многократного отражения излу-
чения от зеркал резонатора.
Третья схема (рис. 168, в) основана не на измерении ослабления
прошедшего светового потока, а на измерении непосредственно по-
глощенной энергии оптико-акустическим методом. Здесь исполь-
зуется оптико-акустический эффект, проявляющийся в пульсациях
давления газа в замкнутом объеме при поглощении модулированного
звуковой частотой потока излучения. Шумы приемника и флуктуа-
ция источника излучения на практике ограничивают измерение по-
глощения прямыми методами на уровне 0,1 % [251. Однако, если
падающая энергия значительна, то даже при очень малых коэффи-
223
ill
9 Я 7
Рис. 169. Схема лазерного спект-
рального прибора для проведе-
ния флуоресцентного анализа:
1 — лазер; 2 — объектив; 3 — кю-
вета; 4 — осветительная система;
5 — монохроматор
Рис. 170. Схема лазерного спектрального при- Т"
бора для проведения анализа по спектрам ' J
комбинационного рассеяния:
1 —лазер; 2 — Приемник; 3. 8 — осветительная
система; 4 — входная щель монохроматора; 5 —
зеркальные объективы монохроматора; 6 — диф-
ракционная решетка; 7 — выходная щель моио-
хроматора; 9 — кювета
циентах поглощения 10~8 см-1 можно зарегистрировать поглощенное
излучение, полностью перешедшее в тепло.
Приборы, для флуоресцентного анализа. В основу таких при- iF
боров положен метод регистрации поглощенной из лазерного излу-
чения энергии по возникающей флуоресценции возбужденных в об-
разце частиц. Поскольку ширина линий излучения лазеров с пере-
страиваемой частотой меньше, чем ширина резонансных линий с доп-
плеровским уширением, то появляется возможность проводить се- ;
лективное возбуждение отдельных резонансных линий. Схема ла-
зерного спектрометра для флуоресцентного анализа приведена на ।
рис. 169. Возбуждение линий осуществляется лазером с перестраи-
ваемой частотой, для анализа флуоресцентного излучения исполь-
зуют обычный монохроматор.
Благодаря высокой интенсивности излучения импульсных лазеров
их можно использовать в качестве приборов для дистанционного
возбуждения молекул с последующей регистрацией излучения флуо-
ресценции. Такие приборы называются лидарами. Они представляют
собой комбинацию мощного лазера, оптического телескопа и спектро-
метра и служат для исследования состава атмосферы и контроля
загрязнения окружающей среды 125].
Приборы для анализа по спектрам комбинационного рассеяния.
Применение лазеров в качестве источников возбуждающего излуче-
ния позволяет значительно повысить интенсивность исследуемого
рассеянного света и работать с образцами очень малых размеров
(массой до 10“ г). Используются как непрерывные, так н импульсные
лазеры, при этом благодаря малой длительности импульса излучения
(около 10~8 с) удается реализовать хорошее временное разрешение.
Схемы лазерных спектрометров для анализа спектров комбинаци-
онного рассеяния принципиально не отличаются от схем для флуб-
224
Рис. 171, Схема гетеродинного лазерного спек- /
трального прибора	л
ресцентного анализа (см. рис. 169).
Однако для устранения фона, вно-
симого возбуждающим лазером, тре-
буются двойные или тройные моно-
хроматоры с высоким разрешением.
Пример лазерного спектрометра с
двойным монохроматором для исследо-
вания комбинационного рассеяния приведен на рис. 170.
Лазерные приборы для спектроскопии высокой разрешающей
силы. Лазерные приборы существенно обогатили технику экспери-
ментальной спектроскопии. С их помощью удалось расширить
круг задач, решение которых было затруднено или практиче-
ски невозможно при использовании обычных спектральных при-
боров.
Лазерные спектрометры с гетеродинным приемом. В основе этих
приборов лежит гетеродинный метод измерения малых разностей
частот электромагнитных колебаний, заключающийся в* следующем.
Если на фотоприемник падают два световых потока с круговыми
частотами о» и о» + Дсо, то в результате их интерференции наблю-
даются биения выходного сигнала с частотой Дсо, которую можно
зарегистрировать радиотехническими методами. С помощью гетеро-
динного лазерного спектрометра проводятся сверхточные (относи-
тельная погрешность ~10~5) измерения расстояний между близко
расположенными компонентами сверхтонкой и изотопической струк-
туры спектральный линий. Такая точность недостижима прн исполь-
зовании нелазерных приборов самой высокой разрешающей способ-
ности.
На рис. 171 показана схема гетеродинного лазерного спектро-
метра. Свет от исследуемого источника 1 с помощью объектива
падает на фотоприемник 4. Сюда же объективом 5 и полупрозрачным
зеркалом 3 направляется излучение от местного гетеродина 6, в ка-
честве которого обычно используются полупроводниковые лазеры
с перестраиваемой частотой. При близости частот гетеродина и.
исследуемого излучения возникают биения, разностные частоты коФо-
рых лежат в радиодиапазоне. Регистрация этих частот и соответ-
ствующих им амплитуд сигналов позволяет получать информацию
о спектральном составе исследуемого излучения.
Лазерные приборы нелинейной спектроскопии. С появлением
лазеров с высокой интенсивностью излучения получили развитие
методы нелинейной лазерной спектроскопии, из которых наиболее
интересные связаны с получением резонансов линейного поглощения.
Область таких резонансов может быть достаточно узкой и значи-
тельно меньше допплеровской ширины. Поэтому отдельные детали
формы спектральных линий, скрытые допплеровским уширением,
можно проанализировать с помощью спектрометров (.внутридоппле-
ровская спектроскопия). В основе их работы лежит свойство моно-
225
iililliliiliiiiilliffliliiiiiliBiWiiiilliiiiiiiiiiliiiiiiiMiillililiiitollifBiiffliliiliiiffililliliillliihlllllillilllHilliliilirc
Рис. 172. Схема лазерного спектр аль- 'ii
ного прибора, основанного на методе,;1
насыщения:	Ч
1 — лазер; 2 — полупрозрачное зеркало; •
3 модулятор; 4 — зеркало; 5 — прием»
ник; 6 — кювета
хроматического лазерного из*
лучения воздействовать на ато-
мы (молекулы) вещества peso-
нансно, выделяя те атомы, которые при допплеровском сдвиге ча*:
стоты попадают в резонанс. Среди методов внутридопплеровскойу
спектроскопии удобным и чувствительным является метод насы-
щения. Его суть заключается в том, что через исследуемый погло-
щающий газ почти в противоположных направлениях проходят зон-
дирующий луч слабой интенсивности и насыщающий луч большой
интенсивости. Если лазер настроен на центр, резонансной линии
с допплеровским уширением, то световые волны могут взаимодейст-
вовать с одними и теми же атомами. Насыщающий пучок может
вызвать просветление газа на пути зондирующего луча и умень-
шить его поглощение.
Схема лазерного спектрометра, основанного на методе насыщения,
приведена на рис. 172. Для обнаружения увеличения интенсивности
зондирующего пучка (просветление газа) за счет поглощения он мо-
дулируется по амплитуде модулятором, частота которого синхрони-
зирована с частотой импульсного лазера.
Поскольку в молекулярных газах полоса частот резонанса мо>
жет быть очень малой (104—105 Гц), то в линии, состоящей из несколь-
ких компонентов, резонансный провал будет наблюдаться в каж-
дой из них. Это дает возможность разрешать тонкую структуру
линий, скрытую допплеровским уширением.
Лазерные приборы для исследования спектральных характера-
стик излучения. Источником исследуемого излучения в рассматри-
ваемых приборах являются лазеры различных типов. В общем случае
излучение лазера неоднородно по спектральному составу и пред-
ставляет собой суперпозицию спектров поперечных типов колебаний
(мод), которые присутствуют в излучении. Расстояние по частоте
между спектральными линиями Av ~ c/2h для плоскопараллель-
ного резонатора и Av = c/4h — для конфокального. Возможен
и одномодовой режим, когда генерируется одна спектральная
линия.
На практике необходимо знать различные характеристики спек-
тра излучения лазеров — ширину и ферму отдельной линии спектра,
общий диапазон, занимаемый излучением (ширину спектра), расстоя-
ние между отдельными линиями излучения, длину волны излучения,
а также ее стабильность и воспроизводимость. Характерной особен-
ностью излучения лазеров является высокая монохроматичность,
т. е. узкая ширина линий генерации. Ориентировочная ширина
спектра, выраженная в длинах волн, составляет для газовых лазе-
ров КГ*—10“3 нм, для твердотельных — 10~2—10~3 нм. За счет спе-
Рис. 173. Схема лазерных спект-
ральных приборов для измере-
ния длины волны излучения:
а — спектрограф с плоскопарал-
лельным интерферометром Фабри —
Перо:
/ __ эталонный источник; 2, 7 —
объективы; 3 — светофильтр;
4 ~ полупрозрачное зеркало;
5 — барокамера; 6 — зеркала
интерферометра; 8 — фотопри-
ечпмк; .9, 10 — оптическая систе-
ма для расширения лазерного пуч-
ка; 11 лазер; б — спектрометр
со сферическим ИФП: 1 — лазер;
2 — поляроид; 3,4 — оптическая
система для расширения лазерного
пучка; 5 — светофильтр; 6, 7 —
зеркала интерферометра; 8 — объ-
ектив; 9 — диафрагма; 10 — фото-
приемник; 11 — усилитель; 12 —
фазовый детектор; 13 —- осциллог-
раф; 14 — генератор опорных сиг-
налов
циальных мер ширину
спектра газовых лазеров
можно получить ~ 10"° —
— 10"7 нм [25]. Вслед-
ствие этого для целого
ряда измерений парамет-
ров излучения лазеров
разрешающая способность спектральных
приборов с призмами и дифракционными решетками.
Приборы для исследования спектрального состава и измерения
длины волны излучения. Ни один из имеющихся в настоящее время
приемников энергии излучения не обладает достаточно малой по-
стоянной времени, позволяющей регистрировать сигнал с оптиче-
ской частотой (1012—1016 Гц). Так, лучшие образцы фотоэлектрон-
ных умножителей имеют частотную характеристику до 3-10в Гц.
Поэтому в тех случаях, когда необходимо определять абсолютное
значение частоты, измеряют длину волны %, а затем вычисляют ча-
стоту электромагнитных колебаний v в соответствии с соотношением
Xovo ~ с> гДе А,о и v0 — соответственно длина волны и частота коле-
баний в вакууме; с — скорость света.
Для обеспечения высокой точности измерения длины волны
используют сравнение излучения лазера и эталона — стабильного
и воспроизводимого источника света. Обычно — это излучение паров
изотопов металлов — кадмия (Cd114), криптона (Кг88) и ртути (Hg198).
Схема прибора с ИФП, предназначенного для измерения длины
волны, показана на рис. 173, а. Свет от эталонного источника 1
коллимируется объективом 2 и проходит через интерферометр 6,
установленный для повышения стабильности интерференционной
картины в барокамеру 5. Одновременно на интерферометр падает
излучение от исследуемого лазера 11; для полного заполнения дей-
ствующего отверстия ИФП пучок расширяется телескопической си-
стемой 9—10.
Для определения длины волны используют ряд методов, извест-
ных в практике метрологических измерений [21, 29], наиболее рас-
227
пространен следующий. Толщина ИФП калибруется с помощью i
эталонного источника, т. е. оптическую толщину ИФП измеряют 4
в длинах волн эталонного источника Ао. Учитывая соотношение J
/пХ0 = 2nh cos 8, по известной толщине интерферометра nh можно |
определить неизвестную длину волны Кх.
Практически длину волны Кх определяют путем измерения диа-
метра интерференционных колец, а по результатам измерений вы-
числяют дробную часть Д/n порядка интерференции т. Эти измере-
ния проводятся при е = 0, т. е. в центральном пятне. Обычно ве- '!
личина т известна (с точностью ~10“5), а дробную часть порядка Д/п j
определяют с точностью 10~7. Расстояние между зеркалами ИФП ::
в длинах волн эталонного источника также известно с точностью !
~10~7. Длину волны Кх вычисляют по формуле	.
1 2nh	Ж||
•1С m + Дт ’	. ,:
при этом погрешность измерений определяется погрешностью;’±^ЙЗ
с которой можно измерить оптическую толщину интерферометра nh.3
Спектральный состав излучения может быть исследован с помощью u .. t
прибора на основе сканирующего сферического ИФП 129], показан-
ного на рис. 173,6. Одно из зеркал интерферометра 7 укреплено
на пьезоэлектрической втулке (или пластинке). При подаче напря-
жения на обкладки втулки происходит ее деформация, а следова- |
тельно, и перемещение зеркала, приводящее к изменению толщины 1
интерферометра. Очевидно соотношение
6v = Av (бй/АА),	Чк
где величина 6v соответствует изменению толщины ИФП на 6А,
а Ду соответствует величине ДА, где Ду = c/2h. Поэтому, подавая ..I
на пьезоэлектрический держатель синусоидальное напряжение, на •',.1
экране осциллографа 13 можно наблюдать горизонтальную развертку -|
излучения, поступающего с фотоприемника. Амплитуда сигнала
находится в линейной зависимости от положения зеркал.	|
С помощью этого метода удается наблюдать на экране осцил-	|
лографа спектр осевых мод, т. е. число генерируемых колебаний и	|
распределение энергии между ними (по амплитуде выходного сиг-	I
нала). При проведении измерений важное значение имеет согласова- 4
ние типов’Тколебаний лазера и сферического интерферометра пр ,
размерам пучка и кривизне волнового фронта. Сущность такого со- . !|
гласования [291 заключается в том, чтобы в интерферометр посту-
пало излучение только осевых типов колебаний. Технически согласо-
вание обеспечивается подбором оптической системы и оптической
развязкой, исключающей обратную связь между резонатором и интер-
ферометром. Чаще всего это достигается установкой поляризацнон- j
ных элементов [21]. Круговой поляризатор, состоящий из плоского '
поляризатора и четвертьволновой пластинки, ориентированной под ;;
углом 45° к оси, поглощает излучение, отраженное от зеркал интёр-
ферометра. Это происходит вследствие того, что направление поляри- |
зованного по кругу излучения изменяется на обратное, а следова-
228
о)
Рис. 174. Схемы лазерных спектральных приборов для измерения ширины спект-
ральных линий:
1 .лазер; 2, 5 — оптическая система для расширения лазерного пучка; 6 — объек-
тивы; 4 — светофильтр; 5 — зеркала интерферометра; 7 — фотопленка; 8 — диафрагма;
9 — фотопрнемиик; 10 — барокамера
тельно, излучение не проходит через поляризатор. Средняя квадрати-
ческая погрешность измерений составляет ~4-10~8.
Приборы для измерения ширины спектральных линий. При изме-
рении ширины линии, излучаемой импульсным твердотельным ла-
зером, используются установки с плоскопараллельным (рис. 174, а)
или клиновым (рис. 174, б) ИФП.
Излучение лазера 1 коллимируется оптической системой 2—3,
фильтруется светофильтром 4 и направляется на зеркала 5. В при-
боре с плоскопараллельным ИФП на фотопленку 7 фотографируются
интерференционные кольца, число которых
т = D2nh/4 f% К,
где D — диаметр светового пучка; h — расстояние между зеркалами;
/г — фокусное расстояние фотографического объектива. Ширину
спектральной полосы определяют, измеряя ширину колец, располо-
женных вблизи центра колец. Если обозначить Аг ширину изобра-
жения кольца радиуса г на фотопленке, то получим АХ = г krlfe.
Следует отметить, что фотография интерференционных колец
дает усредненную спектральную картину за время одного импульса.
Определить ширину полос или расстояние между модами можно
по формуле
-j— = (di — d/j/Sf? >
где d, и d, — диаметры колец одного порядка.
В приборе с клиновым ИФП интерференционные полосы локали-
зованы на поверхности первого зеркала интерферометра. Поэтому
фокусное расстояние камерного объектива и его расстояние от ИФП
выбирают таким образом, чтобы плоскость фотопленки была опти-
чески сопряжена с поверхностью зеркала. Угол наклона зеркал
примерно равен MnD.
Ширину линии излучения определяют путем сравнения ширины
интерференционных полос на фотографии с расстоянием между
соседними полосами той же длины волны. Обозначим ширину полосы
229
имвИВИВiiiiBBBiИИ iiliiiBiBBiiiiiiiiiiiiiiЙВЙИВИИВИИВВВЙliiBBBiiiiifiT-L.-nn; i
Рис. 175. Схема спектро-
хронографа с ИФП для
исследования структуры
спектральных линий с
временным разрешением:
1 —- лазер; 2—3 — оптиче-
ская система для расшире-
ния лазерного пучка; 4 —
светофильтр; 5 — зеркала
интерферометра; 6, 8,9 —
объективы; 7 — щель; 10
фотопленка
Рис. 176. Схема спектро-
графа для определения
стабильности длины вол-
ны излучения
бх, расстояние между полосами Дх, тогда для ширины линии излу-
чения получим ДХ = X (Sx/Дх). Например, при р 0,98, h =-
= 100 см и X = 500 нм предел разрешения составит ЬЮ""4 нм.
Для получения достоверности измерений необходимо выполнить
условие: измеряемая ширина линии излучения должна быть меньше
ширины аппаратной функции интерферометра.
Фотографический метод наиболее пригоден в случае импульсных
лазеров, поскольку применить сканирующие ИФП вследствие малой
длительности нмпульса невозможно.
При исследовании излучения лазера непрерывного действия наи-
более точные результаты обеспечивают сканирующие интерферометры
с плоскими (рис. 174, в) или сферическими зеркалами (рис. 174, г).
Регистрируется изменение интенсивности в' центре интерференцион-
ных колец, где дисперсия ИФП максимальна. Сканирование осуще-
ствляется или изменением давления в барокамере (рис. 174, в),
где установлен ИФП, или перемещением одного из зеркал, например,
за счет обратного пьезоэффекта (см. рис. 173, б).
При изменении давления в барокамере, соответствующего изме-
нению показателя преломления Дп, ширина линии излучения опре-
деляется по формуле ДА, = X (Дп/п). Например, изменение давле-
ния на 13,3 КПа обеспечивает интервал сканирования 0,002 нм
на длине волны X = 500 нм.
При исследовании разрешенной во времени структуры линии
ИФП комбинируют со скоростной кинокамерой, развертывающей
изображение интерференционных колец (рис. 175). Щель 7, распо-
ложенная в плоскости изображения, вырезает часть интерферен-
ционных колец. Фотопленка 10 расположена за щелью и переме-
щается с большой скоростью в направлении, перпеникулярном ши-
рине щели. В этом случае спектральное разрешение определяется
параметрами ИФП, а временное — шириной щели и скоростью
230
I	движения пленки. Например, при скорости 105 см/с, ширине щели	I
|	0,03 мм и й = 1 см область дисперсии ИФП составляет 0,024 им,	I
|	а предел разрешения — 0,0027 нм [29].	I
I	Приборы для измерения стабильности частоты излучения. Ста- I
i	бильность, или воспроизводимость, длины волны излучения лазера	I
5	определяется методом сравнения ее с длиной волны излучения эта-	I
|	лонного источника. Схема прибора для таких измерений показана	I
I	на рис. 176.	I
<	Свет от эталонного источника 1 (одноизотопная ртутная лампа)	I
коллимируется объективом 2 и проходит через интерферометр 4,	I
•Ji	помещенный в барокамеру 5. Изображение интерференционных колец,	I
J	образующихся в плоскости диафрагмы 5, фотографируется длинно-	I
j	фокусной фотокамерой 6 или направляется на ФЭУ 7. С выхода	I
ФЭУ сигнал подается на осциллограф 8 или самопишущий прибор 9.	I
i|i	Одно из зеркал ИФП закреплено на пьезокерамической втулке,	I
!	на которую подается напряжение от генератора 10. Сигнал от гене-	I
ратора управляет также разверткой осциллографа. Одновременно I
•!	через ИФП проходит коллимированное оптической системой 12, 13	I
излучение лазера 11. Таким образом, интерференционные картины I
от эталонного источника и лазера накладываются друг на друга. I
Полученная интерференционная картина фотографируется. Ее можно I
1	также записать на самопишущем приборе или зарегистрировать на	1
i	осциллографе.	I
Если выбрать расстояние между зеркалами ИФП h = 100 мм, 1
..j	то каждое шестое кольцо	гелий-неонового лазера будет лежать	I
I	между интерференционными	кольцами линии изотопа ртути Hg108.	I
Эти кольца и выбирают для измерений.
•	При фотографической регистрации определяется смещение интер- 1
!;	фереиционных колец, по которому судят о стабильности 6Л = VoX	1
	излучения лазера, мерой которой служит отклонение длины волны
!' лазера относительно длины волны эталонного источника.
Для записи колец на самопишущем приборе на пьезокерамиче-
 скую втулку подается линейно изменяющееся напряжение.
J	Общая погрешность метода измерения стабильности ~5’10“8,
:  а наибольшее изменение длины волны, которое может быть изме-
/ рено, ДШ^1,5-10~6	[21].
3. ПРИБОРЫ, ОСНОВАННЫЕ НА ИСПОЛЬЗОВАНИИ
ЯВЛЕНИЙ НАРУШЕННОГО ПОЛНОГО ВНУТРЕННЕГО
I	ОТРАЖЕНИЯ
L
I В последние годы в адсорбционной спектроскопии стали приме-
ц, пяться методы и приборы, основанные на измерении отраженного
веществом излучения. В основу этих методов положена зависимость
:5| р Д/Л, где /0 и /г— соответственно интенсивности падающего
и отраженного света, р — коэффициент отражения.
/	При нормальном падении света на границу двух сред, одна
из которых является поглощающей (ее комплексный показатель пре-
j ломления будет и — г/, где % — главный показатель поглощения),
231 i

Рис. 177. Принцип получения
спектров НПВО:
/ — источник света; 2 — образец;
3 — элемент НПВО; 4 — приемник
а?
(л
2
показатель преломления п0), справед
Рис. 178. Некоторые типы
элементов НПВО и МНПВО


<9
а другая — прозрачной
ливо соотношение
Р
h
/о
где % = a (у)’4лу, а а (у) — коэффициент поглощения, зависящий
от частоты электромагнитного излучения v (длины волны А). Таким
образом, измерение коэффициента отражения дает возможность по-
лучить спектральное распределение поглощения вещества.
Развитием методов спектроскопии по отражению является метод
нарушенного полного внутреннего отражения (НПВО). В его основе
лежит явление полного внутреннего отражения, наблюдаемое при
определенных углах распространения света из оптически более
плотной среды в менее плотную [16]. При этом оказывается, что
процесс отражения от границы раздела сред сопровождается частич-
 ным заходом излучения в менее плотную среду. В случае, когда эта~-
среда является поглощающей, происходит ослабление потока вслед- " 
ствие его поглощения, что приводит к нарушению полного внутрен-
него отражения (р < 1), а ослабление потока может быть зареги-
стрировано.
Метод НПВО дополняет традиционные методы абсорбционной
спектроскопии, так как значительно расширяется класс исследуемых
материалов (смолы, эмульсин н др.). Область использования методов
спектрометрии характеризуется х < 0,05, методов по отражению —
X > 1, методов НПВО — 0,05 < х С 1.
В обычных методах спектроскопии наиболее распространенный
вариант измерений — регистрация интенсивности прошедшего через
2
б
Рис. 179. Схема
приставки НПВО
I',

I'
2 hl
Схема приставки
волны (рис. 177, а). В методах
Рис. 180.
мнпво
образец света как функции длины
НПВО измеряется интенсивность света, отраженного поверхно-
стью образца и возвращенного обратно в более плотную среду
(рис. 177, б).
Использование методов НПВО на практике требует примене-
ния специальных оптических деталей, называемых элементами
НПВО, и дополнительных приставок к спектрографам. Иногда
вместо того, чтобы использовать приставки, выполняют специаль-
ную доработку осветительной части спектрометра. Элемент НПВО
представляет собой прозрачную оптическую деталь, на которой
падающее излучение испытывает полное внутреннее отражение.
При этом создаются условия для наблюдения спектров НПВО
исследуемых материалов. Образец приводят в контакт с отра-
жающей поверхностью элемента. В некоторых случаях сама
поверхность служит образцом. Качество получаемых спектров за-
висит от числа отражений света, угла падения лучей, размера све-
тового отверстия и т. д. Если элемент обеспечивает многократное
прохождение света через образец, то он называется элементом мно-
гократно нарушенного полного внутреннего отражения (МНПВО),
а метод получения спектра — методом МНПВО.
На рис. 178 показаны некоторые типы элементов НПВО и МНПВО:
элементы НПВО с постоянным (рис. 178, а) н переменным (рис. 178,6)
углами падения, элемент МНПВО с однократным прохождением и
постоянным углом падения (рис. 178, в), элемент МНПВО с двукрат-.
ным прохождением и переменным углом падения (рис. 178, г).
На рис. 179 показана одна из схем приставок к спетрофотоме-
трам для реализации метода НПВО. Пучок света после осветителя
отражается от плоского зеркала 1 и тороидальным зеркалом 2 со-
бирается на элементе НПВО — полуцилиндре 3. После внутреннего
отражения пучок вновь фокусируется тороидальным 4 и плоским 5
зеркалами в плоскости 6 фотометрического клина спектрофотометра.
Эта приставка позволяет получать спектры в интервале углов паде-
ния 20—60°, что достигается одновременным вращением полуцилин-
дра 3 и зеркал 4 и 5 вокруг их осей.
Пример приставки для получения спектров методом МНПВО
в УФ, видимой и ИК областях спектра показан на рис. 180. Световой
поток из осветителя падает на плоское 1 и затем на цилиндрическое 2
233

зеркала. С помощью этих зеркал изображение источника формируется
на входной грани элемента МНПВО 3 в плоскости чертежа и на выход-
ной грани в плоскости, перпендикулярной чертежу. После прохожде-
ния элемента МНПВО свет попадает на плоское зеркало 4 и затем с по-
мощью тороидального зеркала 5 изображение источника проециру-
ется в плоскость 6фотометрического клина спектрографа. В приставке
предусмотрена возможность варьировать число отражений в элементе
МНПВО в пределах 5—50, что достигается сменой элементов.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
Основной
I.	Белл Р. Д. Введение в Фурье-спектроскопию. Пер. с англ. М.: Мир, 1975.
382 с.
2.	Зайдель А. Н. Основы спектрального анализа. М.: Наука, 1965. 322 с.
3.	Зайдель А. Н., Островская Г. В., Островский Ю. И. Техника и практика
спектроскопии. М.: Наука, 1976. 392 с.
4.	Инфракрасная спектроскопия высокого разрешения. Пер. с англ. М.: Мир,
1972. 352 с.
5.	Лабораторные оптические приборы/Г. И. Федотов, Р. С. Ильин, Л. А. Но-
вицкий и др. М.: Машиностроение, 1979. 488 с.
6.	Лебедева В. В. Техника оптической спектроскопии. М.; Изд. МГУ, 1977.
384 с.
7.	Малышев В. И. Введение в экспериментальную спектроскопию. М.: Наука,
1979. 480 с.
8.	Нагибина И. М. Интерференция и дифракция света. Л.: Машиностроение,
1974. 359 с.
9.	Нагибина И. М.т Прокофьев В. К- Спектральные приборы и техника
спектроскопии. М.: Ленинград, отд-ние, 1967. 324 с.
10.	Пейсахсон И. В. Оптика спектральных приборов. М.: Машиностроение.
Ленинград, отд-ние,- 1975. 312 с.
11.	Проблемы лазерной спектроскопии/В. С. Летохов.—Успехи физических
наук, 118, 1976, № 2, с. 199.
12.	Скоков И. В. Многолучевые интерферометры. М.: Машиностроение, 1969.
247 с.
13.	Скоков И. В. Оптические интерферометры. М.: Машиностроение, 1979.
128 с.
14.	Тарасов К- И. Спектральные приборы. М.: Машиностроение, 1977. 367 с.
15.	Толмачев Ю. А. Новые спектральные приборы. Л.: Изд.-во ЛГУ, 1976.
125 с.
16.	Харик Н. Спектроскопия внутреннего отражения. Пер. с англ. М.: Мир,
1972. 336 с.
17.	Якушенков Ю. Г. Основы теории и расчета оптико-электронных прибо-
ров. М.: Сов радио, 1977. 272 с.
Дополнительный
18.	Гильсон Г., Хеидра П. Лазерная спектроскопия КР в химии. М.: Мир,
1973. 306 с.
19.	Дубовик А. С. Фотографическая регистрация быстропротекающих процес-
сов. М.: Наука, 1964. 464 с.
20.	Зайдель А. Н., Шрейдер Е. Я- Вакуумная спектроскопия и ее применение.
М.: Наука, 1976. 432 с.
21.	Измерение характеристик оптических квантовых геиераторов/Р. А. Ва-
литов, Н. Г. Кокодий, А. В. Кубарев. М.: Изд-во Комитета стандартов, 1969. 136 с.
22.	Интерферометр Фабри—Перо и его некоторые приложения в спектроскопии/
Н. И. Калитеевскнй, М. П. Чайка. — В кн.: Спектроскопия газоразрядной пла-
змы. Л.: Наука, 1970, с. 160—201.
235


23.	Исследование зависимости параметров интерференционных светофильт-
ров от температуры и времеии/А. С. Чайкин, В. В. Пухоиии. — Журнал при-
кладной спектроскопии, 1970, т. 13, вып. 5, с. 749—754.
24.	Крылова Т. Н. Интерференционные покрытия. М.: Машиностроение, Ле-
нинград. отд-нне, 1973. 244 с.
25.	Лазеры на красителях. Пер. с англ. М.: Мир, 1976. 330 с.
26.	Львов Б. В. Атомно-абсорбциоиный спектральный анализ. М.: Наука,
1966. 392 с.
27.	Соболева Н. А., Меламид А. Е. Фотоэлектронные приборы. М.: Высшая
школа, 1974. 376 с.
28.	Строук Д. Введение в когерентную оптику и голографию/Пер. с англ. М.;
Мир, 1967. 284 с.
29.	Хирд Г. Измерение лазерных лараметров/Пер. с англ. М.: Мир, 1970.
540 с.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие ............................................................ 3
Введение................................................................ 4
РАЗДЕЛ I
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ УСТРОЙСТВА
СПЕКТРАЛЬНЫХ ПРИБОРОВ
Глава 1. Основные понятия об оптическом излучении......................... 9
1.	Природа оптического излучения........................ 9
2.	Оптические спектры ................................... 10
3.	Энергетические и фотометрические единицы, ис-
пользуемые в технике спектроскопии ...................... 11
4.	Взаимодействие излучения со средами. Распростра-
нение излучения в атмосфере ........................... 16
Глава 2. Основные типы спектральных приборов ........................... 17
1.	Принцип работы спектрального прибора .............. 17
2.	Обобщенная структурная схема спектрального при-
бора ................................................. 20
3.	Способы разложения излучения в спектр.............. 21
4.	Классификация спектральных приборов................ 26
Глава 3. Основные характеристики оптических систем спектральных
приборов.................................................................. 32
1.	Дисперсия......................................... 32
2.	Аппаратная функция................................ 33
3.	Предел разрешения н	разрешающая способность ...	36
4.	Увеличение спектрального . прибора, относительное
отверстие, угловое поле	объективов .................. 39
5.	Светосила ......................................... 40	
6.	Коэффициент пропускания .......................... 42
РАЗДЕЛ II
ЭЛЕМЕНТЫ, УЗЛЫ И СИСТЕМЫ СПЕКТРАЛЬНЫХ
ПРИБОРОВ
Глава 4. Источники излучения........................................... 45
1.	Источники сплошного излучения ..................... 45
2.	Источники линейчатого излучения ................... 49
3.	Источники излучения в вакуумной УФ области ...	52


237
4.	Источники излучения в средневолновой и длинно'
волновой областях ...................................
5.	Излучение некоторых естественных источников . . 4
Глава 5. Спектральная щель и способы ее освещения .
1.	Спектральная щель................................
2.	Безлиизовое освещение щели.......................
3.	Освещение щели с помощью конденсоров.............
4.	Способы равномерного освещения щели и устранение
виньетирования .....................................
5,	Особенности осветительных систем спектрофотометров
Глава 6. Типовые элементы оптических систем спектральных при-
боров ...............................................................
1.	Особенности оптических систем спектральных прибо -
ров...............................................	«
2.	Объективы оптических систем.....................
3.	Оптические фильтры .............................
4.	Светоослабляющие устройства ....................
5.	Модуляторы излучения............................
6.	Светоделители ..................................
7.	Материалы для изготовления оптических элементов
Глава 7. Приемо-регистрирующие системы ............................
Способы регистрации спектра......................
2.	Фотографическая пластинка........................
3.	Фотоэлектрические приемники и преобразователи
излучения ..........................................
4.	Электронио.'регистрнрующие устройства и индика-
торы ...............................................
РАЗДЕЛ III
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ И ИХ
ХАРАКТЕРИСТИКИ
 1
Глава 8. Призменные и дифракционные приборы ...................... 103
1.	Основные характеристики призмы ................... 103
2.	Основные характеристики дифракционной решетки 115
3.	Оптические системы призменных и дифракционных
приборов............................................. 132
4.	Основные характеристики призменных и дифракци-
онных приборов....................................... 144
238
				
Г л a r а 9. Интерференционные приборы с высокой разрешающей способ-
ностью ....................................................... 152
1.	Основные характеристики пластинки Люммера—
Герке................................................. 152
2.	Основные	характеристики	эшелона	Майкельсона	156
3.	Основные типы интерферометров Фабри-Перо . .	160
4.	Оптические системы	спектральных	приборов	с	ИФП	166
5.	Основные характеристики спектральных приборов
с ИФП................................................. 173
Глава 10. Спектральные приборы с селективной модуляцией............... 193
1.	Приборы с интерференционной селективной ампли-
тудной модуляцией................................... 193
2.	Приборы с интерференционной селективной частотной
модуляцией.......................................... 204
3.	Голограммные приборы............................. 210
4.	Приборы с растровой модуляцией................... 212
Глава И. Другие типы спектральных приборов ............................. 215
1.	Матричные приборы	.......................... 215
2.	Лазерные приборы............................ 217
3.	Приборы, основанные иа использовании явлений
нарушенного полного	внутреннего отражения ...	231
Список литературы.....................  .	. .	235