МАСС-

СПЕКТРОСКОПИЯ

«жжиивиив—

ГОС) ДАРСТВЕННОЕ .И }ДАТЕЛТ>СТВОй\
ТТ.ХНИКО ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
СОВРЕМЕННЫЕ

ПРОБЛЕМЫ ФИЗИКИ

ПОД ОБЩЕЙ РЕДАКЦИЕЙ
акад. П. И. ЛУКИРСКОГО
Г. Р. РИК

МАСС-СПЕКТРОСКОПИЯ
13-5-4

Редактор Г. Ф. Друкарев

Техн, редактор К, М. Волчок

Подписано к печати 20/11 1953 г. Формат бумаги 84хЮ8х/а8. Бум. л. 4,6*2. Печ. л. 15,17.
Уч.-изд. л. 14,55. Тип. зн. в печ. л. ?8410. Т-.0Э19. Тир. 5000. Цена книги 7 р. 30 к.,
переплет 50 к.' Заказ № 3890.

4-Я типография им, Евг. Соколовой Главполиграфиздата при Совете Министров СССР.

Ленинград, Измайловский пр., 29.
ОГЛАВЛЕНИЕ

Предисловие............................................... 9

Глава I. Введение

§ 1.	Элементы и изотопы............................. 11

§ 2.	Радиоактивные и нерадиоактивные изотопы....... 13

Глава II. Масса изотопа и ее определение

§ 1.	Строение атомного ядра......................... 15

§ 2.	Масса изотопа.................................. 15

§ 3.	Энергия связи ядра............................. 17

§ 4.	Систематика изотопов........................... 20

§ 5.	Масса как критерий стабильности................ 22

§ 6.	Способы определения массы изотопов..............24

§ 7.	О возможности вычисления массы изотопа........ 24

§ 8.	Определение массы изотопа из баланса ядерной
реакции.............................'................ 25

§ 9.	Спектроскопические методы определения массы . . 30

§ 10.	Радиоспектроскопический метод определения массы
атомных ядер '....................................... 34

§ 11.	Масс-спектроскопия............................. 36

Глава III. Ионнооптические системы для масс-спектро-
скопии

§ 1.	Ионнооптическая аналогия........................ 38

§ 2.	Движение ионов в продольном электростатическом
поле................................................. 39

§ 3.	Движение ионов в поперечном электростатическом
поле................................................. 41

§ 4.	Движение ионов в радиальном поле цилиндрического
конденсатора ........................................ 45

§	5.	Электростатические линзы................... 48

§	6.	Основное уравнение электростатической линзы ... 48

§	7.	Простейшая линза-диафрагма................. 50

§	8.	Другие типы электростатических	линз........ 53

§ 9.	Общие замечания о действии электростатического
поля на ионный пучок................................. 54

§ 10.	Движение ионов в продольном однородном магнит-
ном поле............................................. 56

§ 11.	Движение ионов в однородном поперечном магнит-
ном поле............................................. 59
§ 12.	Фокусирующие свойства однородного магнитного
поля «-радиан...................................... 60

§ 13.	Дисперсия в магнитном поле.................... 61

§ 14.	Поперечное неоднородное магнитное поле........ 63

§ 15.	Короткая магнитная линза...................... 64

§ 16.	Однородное секторное магнитное поле........... 65

§ 17.	Новый принцип фокусировки ионов с помощью сек-
торного магнитного поля............................ 75

§ 18.	Геометрическое построение хода ионных лучей в сек-
торном поле........................................ 80

§ 19.	Общие замечания о фокусирующем действии магнит-
ного поля.......................................... 81

§ 20.	Секторное электростатическое поле............. 81

§ 21.	Совместное действие электрического и магнитного
полей на ионный пучок.............................. 83

§ 22.	Практическое осуществление ионнооптических систем 84

Глава IV. Ионные источники для масс-спектроскопии

§ 1.	Общие требования к ионным источникам.......... 87

§ 2.	Возможные методы ионизации в источниках .... 89

§ 3.	Каналолучевые источники....................... 89

§ 4.	Низковольтные капиллярнодуговыс источники ... 91

§ 5.	Высокочастотный искровой источник............. 92

§ 6.	Источники с ионизацией медленными электронами . 93

§ 7.	Конструкции источников для анализа газов......105

§ 8.	Источники для анализа паров исследуемых элементов 107

§ 9.	Источник с качающимся электронным пучком ... ИЗ

§ 10.	Источники для анализа образцов в твердой фазе . . 115
§11. Источники ионов для радиоактивных изотопов . . . 120
§ 12. Фильтрация ионов по скорости..................123

Глава V. Масс-спектроскопические устройства

§ 1.	Общие замечания...............................125

Д Статические системы

§	2.	Типы фокусировки.........................125

§	3.	Масс-спектрографы	и	масс-спектрометры....126

А.	Устройства без фокусировки

§	4.	Метод парабол............................127

§	5.	Масс-спектрограф с	фильтрацией	ионов	по скорости 131

Б. Устройства с фокусировкой по скоростям

§ 6.	О фокусировке „по скорости”...................133

§ 7.	Масс-спектрограф Астона.......................133

В.	Устройства с фокусировкой ионов по углу

§ 8.	Масс-спектрометр Демпстера....................136

§ 9.	Другие п-радиан масс-спектрометры...........  140
§ 10.	Масс-спектрометры с секторным магнитным анализа-
тором ................................................142

§ 11.	Секторный масс-спектрометр с фокусировкой нового
типа.................................................146

§ 12.	Масс-спектроскопические устройства с магнитной
линзой................................................148

Г. Устройства с двойной фокусировкой
§ 13. Двойная фокусировка.................................148

§ 14.	Масс-спектрометр с двойной фокусировкой сектор-
ного типа...............'.............................150

§ 15.	Устройства с двумя секторными полями................152

§ 16.	Масс-спектрограф с двойной фокусировкой........157

§ 17.	Масс-спектрограф с линейной шкалой..................160

§ 18.	Масс-спектрограф с квадратичной шкалой........161

§ 19.	Масс-спектрограф с высокой разрешающей способ-
ностью ..............................................164

§ 20.	Секторный масс-спектрометр с двойной фокусировкой 165
§ 21. Масс-спектрометр трохоидального типа—„трохотрон" 166
II. Динамические с и с те мы

§ 22.	Первый динамический масс-спектрометр................172

§ 23.	Импульсные масс-спектрометры с электрическим
полем................................................173

§ 24.	Импульсные масс-спектрометры с электрическим и
магнитным полями......................................175

§ 25.	Хронотрон...........................................177

§ 26.	Радиочастотные масс-спектрометры....................180

§ 27.	Применение ускорительных устройств в масс-спек-
троскопии .........................................   185

Глава VI. Методы регистрации ионов
§ 1. Общие замечания...............................’ . . . 187

§ 2.	Фотографический метод..............................187

§ 3.	Метод электрического заряда.........................190

§ 4.	Электрометрическая схема измерения ионного тока 192
§ 5.' Схема с лампой-электрометром........................193

§ 6.	Схема» измеряющая отношение двух ионных токов . 195
§ 7. Применение преобразователей для измерения ион-
ного тока.................................................200

§ 8.	Применение вторично-электронного умножителя . . 203
§ 9. Сцинтилляционный счетчик ионов.......................205

§ 10.	Радиометрические методы регистрации ионов радио-
активных изотопов.....................................206

Глава VII, Электронные схемы в масс-спектроскопии

§	1.	Общие замечания............................208

§ 2.	Схема получения стабилизованного ускоряющего на-
пряжения .............................................209

§	3.	Схема для электронного	пучка источника . • . . .	213

§	4.	Стабилизация магнитного	поля.•	214
§ 5.	Применение вспомогательного масс-спектрометра для
стабилизации режима основного устройства............216

§ 6.	Ионнооптический метод стабилизации режима масс-
спектрографа .......................................217

§	7.	Применение самописцев.......................219

Глава VIII. Методы масс-спектроскопического анализа

§	1.	Две типовых задачи............................222

§ 2.	Прецизионное определение массы.................222

§	3.	Способ прямой градуировки шкалы масс..........223

§ 4.	Способ сравнения скобок*).....................225

§	5.	Способ дублетов масс..........................226

§ 6.	Недостатки масс-спектрографических измерений . . 228

§ 7.	Прецизионное определение массы изотопов масс-
спектрометром .........................'............230

§ 8.	Определение относительного содержания изотопов
методом плотности...................................232

§ 9.	Определение относительного содержания изотопов
масс-спектрометром................................  233

§ 10.	Приготовление образцов для анализа..........  .	237

Глава IX. Некоторые применения метода масс-спек-
троскопии

§ 1.	Общие замечания.................................239

§ 2.	Уточнение процентного содержания изотопов .... 240

§ 3.	Метод стабильных индикаторов....................241

§ 4.	Некоторые геохимические вопросы.................245

§ 5.	Масс-сяектроскопическое изучение радиоактивных
изотопов............................................250

§ 6.	Разделение изотопов с помощью масс-спектрографа . 256

§ 7.	ДОасс-спектроскопическое доказательство радиоактив-
ности нейтрона......................................258

§ 8.	Определение молекулярного веса компонент газовой
смеси масс-спектрометром............................260

Литература..............................................263

П р и л ожени е I

Таблица I. Стабильные изотопы........................271

Таблица II. Дублеты масс...........................  285

Приложение П............................................289
ПРЕДИСЛОВИЕ

Под масс-спектроскопией обычно понимают метод опре-
деления массы и относительного содержания изотопов в неко-
тором „образце*. Помимо ядерной физики, метод оказывается
весьма ценным во многих областях знания при использовании
изотопов в качестве индикаторов. Литература по масс-спектро-
скопии крайне недостаточна. Вышедшая в русском переводе
с английского издания 1942 г. книга Астона „Масс-спектры
и изотопы* во многом устарела. Последний обзор по масс-
спектроскопии в журнале „Успехи физических наук* был
опубликован в 1935 г. Отдельные главы в учебниках, например
в курсе Э. В. Шпольского „Атомная физика*, очень лаконичны.
Обзор А. В. Трофимова в „Журнале аналитической химии*
(1950 г.) освещает некоторые возможности метода с точки
зрения анализа газов. В сборниках по изотопам, выпущенных
Издательством иностранной литературы, по данному вопросу
можно найти лишь отрывочные сведения. Предлагаемая книга
ставит своей задачей, помимо, изложения физических основ
метода, ознакомить читателя с типовой аппаратурой и мето-
дикой анализа. Возможности метода показаны на примерах
использования его для решения различных физических, хими<
ческих и геохимических вопросов. Изложение материала рас-
считано на широкий круг читателей, не имеющих специаль-
ных знаний по ядерной физике. В книге учтены все основные
результаты, достигнутые в масс-спектроскопии к началу
1952 г.
ГЛАВА I

ВВЕДЕНИЕ

§ 1.	Элементы и изотопы

Вплоть до начала XX в. понятие о химическом элементе
основывалось на представлении о неизменности и устойчивости
атомов. Изучение рентгеновых лучей и радиоактивных про-
цессов существенно изменило наши сведения о строении атома.
С несомненностью было доказано, что атомы ряда элементов
распадаются, превращаясь в атомы других элементов. Было
установлено, что элементы, обладающие радиоактивными
свойствами, образуют три семейства: урана — радия, тория и
актиния, отдельные звенья которых весьма похожи друг на
друга по своим химическим свойствам. В 1906 г. Болтвуд
доказал, что ионий, предшественник радия, в химическом
отношении тождествен торию. Позже было установлено, что
один из элементов ториевого семейства, мезоторий, хими-
чески тождествен радию. Изучение оптических и рентгено-
вых спектров подтвердило эти выводы. В 1913 г. Содди смог
уже опубликовать таблицу идентичных по своим химическим
свойствам радиоактивных элементов (рис. 1). При этом ряд
радиоактивных элементов пришлось полместить в одну клетку
периодической системы с обычными и хорошо изученными
химическими элементами.

Атомы, обладающие одинаковыми химическими, но раз-
личными радиоактивными свойствами, как занимающие одно
и то же место в таблице Менделеева, получили название
изотопов. Такое определение с современной точки зрения не
является строгим и полным. Трудно, например, говорить об
идентичности химических свойств обычного и тяжелого водо-
рода, разделение которых основано на различном поведении
их в химических процессах. В настоящее время изотопами
называются атомы, обладающие одинаковым зарядом ядра и
различною массою. В более широком смысле термин „изотопы"
применяется при рассмотрении совокупности различных ато-
мов. В первом случае мы имеем в виду изотопы одного эле-
мента, во втором случае — изотопы многих элементов (напри-
мер таблицы изотопов). Явление изотопии, найденное в системе

электронов

Рис. I. Радиоэлементы и периодический закон (Содди, 1913 г.).

радиоактивных элементов, позже было установлено для боль-
шинства химических элементов. Наличие изотопов оказалось
широко распространенным правилом, а отсутствие нескольких
изотопов у элемента — редким исключением. Атомный вес,
игравший столь существенную роль в химии со времен Ломо-
носова, стал средней характеристикой естественной смеси
изотопов данного элемента.

В короткое время, благодаря вновь развитым методам
исследования, были открыты десятки новых изотопов. С по-
явлением искусственной радиоактивности и усовершенствова-
нием технических средств ядерной физики были получены
многочисленные радиоактивные изотопы. Общее число извест-
ных к настоящему времени изотопов превышает 700.

Из общей совокупности изотопов следует выделить изо-
бары— атомы различных химических элементов, обладающие
одинаковой массой. В качестве примера можно привести сле-
дующие изобары:

Hg294, Pb204; Аг40, К40, Са40

Cd112, Sn112; Zr", Mo", Ru"

§ 2.	Радиоактивные и нерадиоактивные изотопы

Обращаясь к таблицам известных в настоящее время есте-
ственных и искусственных изотопов I180], следует ясно пред-
ставлять, какой критерий лежит в основе широко принятой
классификации изотопов: „радиоактивные* и „стабильные*.
Современные знания о механизме ядерных превращений слиш-
ком поверхностны, чтобы уверенно говорить об устойчивости
того или иного изотопа. Понятие „стабильности* изотопа
необходимо снабжать в принципе двумя существенными ука-
заниями; в каких условиях проверена стабильность и какими
методами она изучена.

В термодинамических условиях, в которых находилась
наша планета на протяжении геологических отрезков времени,
радиоактивные свойства изотопов практически не могли изме-
ниться под действием внешних условий. Именно поэтому
радиоактивные процессы являются основой для определения
геологического времени. Однако совершенно иначе обстоит
дело в тех случаях, когда радиоактивный распад ядра связан
с электронными оболочками атома (захват орбитального элек-
трона, явление внутренней конверсии). В настоящее время
можно привести два подобных примера. Для ядра Be1 известно
явление захвата орбитального электрона. Опыт показывает,
что постоянная распада в этом случае зависит от химической
формы, в которой взят бериллий [2]. Для металлического
бериллия постоянная распада больше, чем для фтористого
бериллия или его окисла. Относительное изменение ее соста-
вляет десятые доли процента. Ядро технеция Тс", находя-
щееся в изомерном состоянии, испускает гамма-лучи, дающие
внутреннюю конверсию. Постоянная распада оказывается раз-
личной [188] для металлического технеция и для соли КТсО4.
Относительное изменение постоянной распада составляет около
0,3%, причем для металлического технеция она меньше.

Методы обнаружения радиоактивных свойств изотопов
позволяют в настоящее время наблюдать превращения в широ-
ком интервале периодов полураспада: от 10-в сек. при альфа-
распаде тория С', до Ю16 лет при естественном делении урана.
Однако не исключена возможность существования еще более
коротко- или долгоживущих изотопов, не обнаруженных
в силу несовершенства аппаратуры. Действительно, радио-
активные свойства, присущие, как казалось в начале, только
тяжелым элементам, были обнаружены позднее у калия, руби-
дия, самария, лютеция, рения, индия и олова. Число известных
естественно радиоактивных изотопов возрастает по мере совер-
шенствования методов исследования.

Мы условимся в дальнейшем, говоря о „стабильных*' изо-
топах, иметь в виду относительный характер этого понятия.

Изучение изотопов — одна из актуальных задач современ-
ной физики. Если главные химические свойства изотопов
оказались в основном известными, так же как и их оптиче-
ские и рентгеновы спектры, то радиоактивные и общие ядер-
ные свойства (сечения для процессов, энергии реакций и т. д.)
в значительной мере еще требуют исследования. Для ядерной
физики необходимо знание свойств каждого изотопа. Изотопы
находят себе широкое применение в качестве индикаторов
в самых различных областях знания: химии, биологии, меди-
цине, металлургии, сельском хозяйстве и т. д. Метод „мече-
ных* (стабильных и радиоактивных) атомов позволяет изучать
весьма тонкий и сложный механизм процессов, ранее недо-
ступных исследованию (самодиффузию, катализ, обмен ве-
ществ, динамику образования сплавов и т. п.). Уже этих
основных задач достаточно, чтобы оценить важность изучения
и применения изотопов.

Масса изотопа является важнейшей его характеристикой,
определяющей в частности границы устойчивости самого изо-
топа в ядерных процессах. Идентификация изотопов по массам
позволяет изучить вопрос о распространенности изотопов
в окружающем нас мире.
ГЛАВА II

МАССА ИЗОТОПА И ЕЕ ОПРЕДЕЛЕНИЕ

§ 1.	Строение атомного ядра

Согласно современным представлениям, атомное ядро со-
стоит из протонов и нейтронов. Эти частицы рассматриваются
обычно как особые состояния одной основной частицы — ну-
клона. Число протонов в ядре равно порядковому номеру Z
этого атома в периодической системе. Свободный нейтрон
является радиоактивной частицей [3] с периодом полураспада
12,8 мин. Общее число А нуклонов в ядре есть мера массы
этого ядра. Оно называется массовым числом и является бли-
жайшим к массе ядра целым числом. Между ядерными части-
цами действуют, помимо кулоновых, еще специфические ядер-
ные силы, природа которых нам еще не достаточно известна.
Это силы притяжения, действующие на расстояниях порядка
10“18сл и быстро убывающие с расстоянием.

Размеры ядра можно оценить с помощью эффективного
радиуса /?= 1,5 • 10-13УЛс^, определяемого из опытов по
рассеянию заряженных частиц ядрами. Все ядра имеют почти
одинаковую плотность около 1014г/слА

§ 2.	Масса изотопа

Масса изотопа М есть сумма масс атомного ядра т4 и
масс т всех z электронов атома. Строго говоря, необходимо
учесть энергию связи атомных электронов. Однако в боль-
шинстве ядерных процессов, ввиду малости энергии связи
электронов по сравнению с энергией связи ядерных частиц,
можно написать

М = mi + zm,
т. е. пренебречь энергией связи электронов.
Масса нейтрального атома обычно используется при соста-
влении баланса ядерных процессов, так как число электрон-
ных масс до и после превращения одинаково. Таким образом,
вместо ядерных масс пользуются массами изотопов. Исклю-
чением являются реакции, приводящие к испусканию позитро-
нов. Масса атомного ядра всегда меньше суммы масс частиц,
составляющих данное ядро. При объединении частиц в одну
общую систему масса уменьшается пропорционально выделяе-
мой энергии связи. Величина Д, равная разности между мас-
сою М изотопа и массовым числом А, носит название де-
фекта массы:

Д = М — А.

Физическая шкала масс, принятая в ядерной физике, вы-
бирает за единицу массы 716 часть массы атома основного
изотопа кислорода О16. Физическая шкала масс удобна потому,
что методы определения масс изотопов сводятся к сравнению
их с массою изотопа-эталона. В ряде случаев сравнение
производится непосредственно с О16. Таким образом, по опре-
делению, Moi8= 16,00000.

В этой системе единиц имеем:

масса атома водорода Л4ю = 1,00813

масса атома углерода 12,00385

дефект массы водорода Дщ = 1,00813 — 1 = 0,00813.

Единица атомных масс в физической шкале может быть
выражена в граммах:

дл ___ 16,00000 _q дд щ-29

Af°ie б 02.1023 — 2,66 • 10 г.

Тогда одна единица массы 1 Л4£=~2,66'10”23=1,66* 10"24 г.

Между атомной единицей массы и единицами энергии
может быть установлена следующая связь:

= Мс%

где с — скорость света. Тогда

1 ME • с2 = 1,66 . 10"24- 8,99 • 102°= 1,49 • 10“3 эрг.

1 ME эквивалентна 1,49 • 10“3 эрг или 1 ME эквивалентна
931 мегаэлектронвольт (мэв).

1 мэв эквивалентен 1,074 • 10"9 ME.
Наконец, масса покоящегося электрона в этой системе
единиц равна т = 0,03055 ME.

Наряду с физической шкалой атомных масс, существует
химическая шкала, в которой за единицу выбрпа */1в массы
естественной смеси изотопов кислорода. Последний имеет
следующий изотопной состав:

OW _99,759О/о

017— О,О374°/о

0*8 - 0,2026%

В связи с этим укажем переходной коэффициент между
физической и химической шкалами масс:

масса в ME равна массе в химических единицах, умно-
женной на 1,092783, или

1 ME = 0,999722 единиц химической шкалы.

§ 3.	Энергия связи ядра

Для разрушения ядра, т. е. дчя отрыва друг от друга
всех протонов и нейтронов, необходимо совершить работу.
Эта работа и является мерою энергии связи Е ядра. Энергию
связи ядра можно подсчитать, если сравнить сумму масс
частиц, составляющих данное ядро, с фактической массою
этого ядра. Для ядра с атомным номером Z и массовым
числом А энергия связи Е в атомных массовых единицах ME
может быть представлена в следующем виде:

Е = [Z • тр + (Л — Z) тп] — т{,	(1)

где тр — масса протона, тп— масса нейтрона.

Имея в виду сказанное ранее, можцо вместо
брать массы соответствующих изотопов. Тогда

Е = [ZM& + (Я — Z) тп\ — М

или

E = Z (ЛЬ —	4- Atttn — М.

масс ядер

(2)

Введем в рассмотрение коэффициент /, характеризующий
относительное изменение массы в процессе образования ядра,
т. е. относительный дефект массы. Этот коэффициент полу-
чил название упаковочного множителя

М — А __ Д

А Л ’

2 Зак. 3390. Г. Р. Рик.
отсюда

= —Л И Л1=Л(1+/).	(3)

Подставляя это в (2), получаем следующее выражение для
энергии связи ядра:

E = Z (Af ш — тп) ^Атп—А (1 +/),
или

Е = Z (Mw — mn) ^А(тп— l)—Af.	(4)

Отсюда нетрудно получить энергию связи ядра, приходя-

щуюся на один нуклон, так называемую удельную энергию
связи

4=4 <уИн' -	-f-	<4 5>

Подставляя известные значения массы атома водорода ЛТна=
= 1,00813 и массы нейтрона тп= 1,00893, получим:

4 = 4 [1,00813—1,008931+11,00893—1] — /,
А л

или окончательно:

4 = 0,00893—0,00080 4-—/.

(6)
Удельную энергию связи в ядре можно представить гра-
фически (рис. 2).

Энергия связи на нуклон у легких ядер периодически
меняется, достигая максимальных значений у Не4, Be8, С12, О10.
Это, несомненно, указывает на периодичность в свойствах
ядер, отвечающую определенным устойчивым группам ней-
тронов и протонов в ядре. В интервале от А = 80 до А = 140
удельная энергия связи ядра мало меняется, достигая
8,5 мэв/нуклон. Далее она падает. Упаковочный множитель
как функция массового числа представлен на рис. 3.

Кривая пересекает ось абсцисс дважды: при А = 16 и
около А = 180. В качестве примера подсчитаем энергию
связи дейтрона. Из табл. I (см. приложение) находим:
=2,01472; тп= 1,00893; М& = 1,00813; ED =
=	— AfD;

Ed = 1,00813 + 1,00893 — 2,01472 = 0,00234,
или, переводя в единицы энергии:

ED = 0,00234 • 931 = 2,18 мэв.

Энергия связи дейтрона сравнительно невелика. На один
нуклон в дейтроне приходится 1,09 мэв[нуклон.
§ 4.	Систематика изотопов

Основой для систематики изотопов может служить так
называемая протон-нейтронная диаграмма (рис. 4), по оси

абсцисс которой отложено число протонов 2, а по оси орди-
нат— число нейтронов А — Z. Изотопы на этой диаграмме
занимают сравнительно узкую полосу. Прямые, проведенные
под углом Зя/4, являются геометрическим местом точек,
отвечающих изобарам, например: Сг64, Fe64; Ni64, Zn64
и т. д-

Рассмотрение диаграммы стабильных изотопов позволяет
сделать ряд выводов:

1.	Легкие элементы имеют мало изотопов. Число их
возрастает в средней части периодической системы и вновь
убывает в конце нее.

2.	Элементы с четным Z имеют значительно большее
число изотопов, чем элементы с нечетным Z.

Рис. 5. Относительная распространенность изотопов
(по отношению к 10000 атомов кремния).

3.	Данные о распространении изотопов в земной коре
позволяют утверждать, что наиболее распространенными
стабильными изотопами являются изотопы с четным числом
Z протонов и четным числом А — Z нейтронов. Число „чет-
ных* изотопов составляет около 87°/0 от общего числа
стабильных изотопов (рис. 5).
4.	Массовое число А в области легких элементов при-
близительно в два раза больше Z. Это значит, что ядро,
содержащее равное число протонов и нейтронов, обладает
наименьшей энергией

(Д — Z): Z^l

A = 2Z.

Для более тяжелых ядер число нейтронов должно возра-
сти, чтобы скомпенсировать возросшую роль кулоновых сил
отталкивания между протонами.

От этих правил есть отдельные отступления, но каждое
из них может быть обосновано, если сделать определенные
допущения. Распространенность л четныхи изотопов означает,
что ядра с четными Z и А более устойчивы.

Определенные закономерности можно установить и в си-
стеме изобар. Так, например, соседние изобары отличаются,
как правило, на две единицы заряда:

C^-Fe^;	Fe|«-Ni|«; Ni«-Zn«

Изобары с AZ < 2 должны быть менее устойчивы. Сле-
дует подчеркнуть, что неизвестны стабильные изотопы с А = 5
и Л = 8. Для систематики изотопов используют также диа-
граммы с осями А и А — 2Z, где А — 2Z = N есть избыток
нейтронов над протонами в ядре, называемый изотопическим
номером ядра.

§ 5.	Масса как критерий стабильности

Возможность того или иного ядерного процесса может
быть оценена с чисто энергетической точки зрения. Для этого
надо составить энергетический баланс до и после ядерного
превращения. Процесс энергетически возможен, если сумма
энергий (включая „энергию покоя* УИс2) частиц, возникаю-
щих в процессе, меньше суммы энергий исходных частиц.
Разность конечных и начальных энергий перейдет в кинети-
ческую энергию продуктов реакции или энергию гамма-кванта.
Баланс составляется либо в массовых, либо в энергетических
единицах на основании приведенного выше (стр. 16) соотно-
шения.

Обратимся к примерам.
Бета-распад. Чтобы ядро с зарядом Z, массовым чи-
слом А и массою т^ могло быть бета-радиоактивным, необ-
ходимо, чтобы

/”1>,пи+1+от + н

где /п— масса электрона, р — масса нейтрино.

Прибавляя к обеим частям неравенства сумму масс Z
электронов, получим в атомных массовых единицах



(7)

где —масса исходного атома, —масса атома, воз-
никающего после превращения.

Позитронный распад. Условие энергетической воз-
можности позитронного распада атома с массою ядра

wi+i> + H	(8)

может быть записано в массах нейтральных атомов в сле-

дующем виде:

Л^+1>Л^4-2/м + р..

(9)

К-захват

энергетически возможен для атома с массою

р если



(Ю)

где g— энергия связи К-электрона.

Таким образом, знание масс ядер, участвующих в реакции,
позволяет оценить энергетическую возможность ее. С какой
же степенью точности для этого надо знать массу изотопа?
Очевидно, что масса электрона должна быть полностью учтена
при составлении баланса. Поэтому массу изотопа надо знать
с точностью до 0,00001 ME, что в энергетических единицах
составляет около 10 кэв. Энергетический эффект реакции не
всегда можно знать с такой степенью точности.

Следует указать, что выполнение приведенных выше усло-
вий для радиоактивных превращений является необходимым,
но не достаточным для того, чтобы этот процесс реально имел
место. Кроме энергетической возможности, для этого необхо-
димо выполнение других условий, определяющих вероятность
процесса.
§ 6.	Способы определения массы изотопов

Для определения массы изотопов могут быть использо-
ваны следующие возможности: 1) теоретическое вычисление
ма^сы; 2) определение массы из баланса ядерной реакции;
3) определение массы из спектроскопических данных; 4) ме-
тод радиоспектроскопии.

М. Корсунским [14[ была указана возможность определе-
ния отношения массы изотопа к магнитному моменту из на-
блюдения движения модулированного по интенсивности моле-
кулярного пучка в неоднородном магнитном поле, обладающем
аксиальной симметрией. Практического значения, однако, этот
метод не имеет, так как магнитные моменты молекул изме-
рены недостаточно точно. Кроме того, если магнитный мо-
мент велик, то для каждого изотопа мы получим в резуль-
тате квантования этого момента во внешнем поле не одно,
а ряд значений для отношения массы к магнитному моменту.

§ 7.	О возможности вычисления массы изотопа

На основании статистической модели атомного ядра и
ряда добавочных соображений была предложена [4] полуэм-
пирическая формула для расчета массы ядер:

= (4 - Z) мв + Z/WH+аА +	+

+ тД’/. + |^)£2Д-Ч (11)

Член аД представляет собою энергию связи, которая про-
порциональна числу частиц в ядре, коэффициент а опреде-
ляется из опыта.

(А — 2Z)2

Следующее слагаемое £v 2—— учитывает различие
в числе нейтронов и протонов в ядре; *р4*/з есть энергия по-
верхностного слоя ядра. Последнее слагаемое соответствует
энергии кулоновского отталкивания протонов в ядре. Здесь
Ro= 1,5 • Ю-’З см.

Формула дает в целом довольно правильный ход массы,
за исключением области легких ядер. Для яг ер С12, Be8 и
некоторых других получаются данные, близкие к опытным
значениям.
Современное состояние теории атомного ядра не позво-
ляет в какой-либо мере удовлетворительно вычислить точ-
ное значение масс ядер и, в лучшем случае, может привести
к правильной их оценке.

§ 8.	Определение массы изотопа из баланса
ядерной реакции

Если в какой-либо реакции известна энергия превраще-
ния, то можно по энергетическому балансу реакции опреде-
лить массу одной из частиц, если остальные величины из-
вестны. Обратимся к примеру:

р + п d + 5.

В реакции образования дейтрона мы имеем гамма-лучи,
энергию которых можно легко определить. Разность между
энергией гамма-лучей и кинетической энергией нейтрона и
протона и есть энергия реакции Q. Она равна

<Q = 2,18 мэв = 0,00234 ME.

Зная массы протона и дейтрона (можно взять, как обычно,
соответствующие массы нейтральных атомов), мы можем
найти массу нейтрона:

тп = AJd + Q — Ms = 2,01472 + 0,00234 — 1,00813,
тп= 1,00893 ME.

Именно таким путем и была определена масса нейтрона.

Обратимся к рассмотрению более общего случая. Основ-
ная трудность сводится к определению энергетического вы-
хода реакции, что возможно лишь в редких случаях. Пусть
частица с массою т и скоростью v сталкивается с ядром
массою М. В результате превращения образуется частица
массы т', движущаяся со скоростью v', и конечное ядро
массы М', испытывающее отдачу со скоростью V'. Пусть
кинетическая энергия рассматриваемых частиц будет соот-
ветственно A, kf и К'. Тогда

«2	п/2	р/2

k=2m’ k' = 2m''	—

где р, р' и Р'— соответственно импульсы частиц.

Из закона сохранения энергии следует, что

(/п + Ж)^ + й = (т' + Ж')с2 + й'Ч-/<',
откуда

или

k = fc'-J-tf' — [{m + M) — (m'+Af')] c2.

(13)

Величина

[(m _j_ м) _ (m'	/и')] c2 = Q

есть энергия, проявляющаяся в реакции

(И)

Если Q > 0, то данная реакция сопровождается выделением
энергии. Если Q < 0, то для осуществления реакции необ-

В проекциях на осях имеем

ходима энергия, превышающая
„порог" реакции.

Величина и знак Q зависят
от соотношения между мас-
сами частиц. Обычно по по-
рядку величины Q составляет
миллионы электрон-вольт. Из
закона сохранения импульса
следует, что

Р = р' + Р'-

(рис. 6):

р = р' cos Ф 4“ р' cos ср;

О = Р' sin Ф — р' sin ср,

отсюда

Р'2 = р2-4р'2 — 2pp'coscp.	(15)

Подставляя в уравнение (14) взамен энергий их выраже-
ние через импульсы (12), имеем:

Q  Р'2 |	Р2	/1 Д\

У — 2тг ' 2Л1'	2т'	<16'

Подставим в это уравнение значение импульса из (15), тогда

р'-тМ' + (р2 + р'2 — 2ppf cos у) тт' — р~т'М'
2тт'М'
После несложных преобразований имеем:

тг + Мг ,2 । т — М' g 2 рр' cos ср
2т'ЛГ Р + 2тМ' Р М7 9

или, имея в виду (12):

т* + Ж' кГ । т — М' L, ^2mk • Y2mfk' • cos ср

окончательно для k' получаем уравнение:

т' 4- М' иг । т — М' А 2 cos ср • У mm'k
м7 *	у м7

Вводя новую переменную х = Vk\ получаем квадратное урав-
нение:

-—777—— х2_2со8<Р.уДх + т-^^_	(17)

Решение этого уравнения имеет вид:

COS <р Vk 4-

У ттг
т’ + Ж'

М'— т

М' 4-

mmf cos2 ср
(тг+ М7)*

M'Q

М' + т'

(18)

Особый интерес представляют два частных случая:
1) при <р = 0:

2) при



(20)

Таким образом может быть вычислена энергия вылетаю-
щей из ядра частицы, как функция энергии k падающей
частицы и энергии Q реакции.

Если измерить эту энергию каким-либо путем, то из
этих соотношений можно рассчитать массу неизвестной
частицы.
Рассмотрим в качестве примера реакцию

D*+D*->He| + nJ+Q.

Энергия реакции известна: Q = 3,2 мэв. В этом случае М = 2;
м = 2; М' = 3 и т' = 1.

Тогда из уравнения (18) имеем:

Таким образом, мы можем вычислить распределение
энергии нейтронов по углу для этой реакции. Принимая
й = 0,2 мэв, имеем для энергии нейтронов:

]/&' = 0,158 cos ср 4- ]/2,45	0,025 cos2

откуда

при ср = 0
й' = 3,00

тг/2
2,45

2,00 мэв

Если точное определение массы этим путем сравнительно
маловероятно, так как мы не имеем достаточно точных
значений Q, то все же рассмотренный метод позволяет иден-
тифицировать неизвестную нам частицу после оценки ее
массы из уравнений баланса.

Этот метод оказывается полезным при изучении ядерных
реакций с помощью толстослойных фотопластинок, в эмуль-
сии которых, благодаря работам советских ученых [6], мы
можем ввести интересующий нас элемент. Рассмотрим примеры
определения значения массы из баланса ядерной реакции.
Особый интерес представляют реакции с испусканием f-частиц,
так как энергия реакции может быть сравнительно точно
найдена опытным путем из границы f-спектра.

Так, для реакции позитронного распада N*3 —С£3 —
имеем:

fг—2м,

где Ег— энергия границы £+-спектра.
На опыте найдено, что

Fr=l,20 мэв = 0,00129 ME,
Масса С13 равна 13,00758. Отсюда найдем:
= 13,00758 + 0,00129 + 0,00055 • 2,
ЛТдохз = 13,00997,

что хорошо согласуется с данными, полученными другим
методом.

Новые возможности дает в ряде случаев комбинация
нескольких уравнений баланса. Так, массу нейтрона можно
найти из следующей системы уравнений:



C«->N«+Er+?- + H.

Имеем два уравнения баланса:
=/И с14 4~/ИнН“ Q

ЛТо = 5г

тп = Мн 4" 5Г -J- Q

что дает хорошо известное значение для массы нейтрона *.

Для особого класса атомных ядер, так называемых
„зеркальных" ядер, граница 0-спектра с достаточной степенью
точности может быть вычислена теоретически. Зеркальными
называются ядра типа Эти ядра содержат Z протонов
и Z—1 нейтронов:

Z = Z +	1 = 2Z— 1.

Иначе говоря, зеркальные ядра содержат Z—1 протон-
нейтронных пар и один избыточный протон.

Теория зеркальных ядер была развита Б. С. Джелепо-
вым [в]. Зеркальных ядер известно 13:

С“;	N“;	О«;	F«;	Ne«;	Na«;	MgJ|;

SiJI;	P1M	S81;	C133;	Ar33;	Sc«

Все эти ядра позитронно радиоактивны и превращаются
в свои изобары по реакции:



1 Масса р* вошла в массу нейтрального N14. Масса нейтрино р
пренебрежимо мала.
В результате превращения получается ядро, состоящее
из Z — 1 протон-нейтронных пар и одного избыточного
нейтрона.

Поэтому весь процесс превращения ядра этого типа
можно рассматривать, как переход протона в нейтрон при
неизменном состоянии Z— 1 протон-нейтронных пар:



Отсюда термин „зеркальные", т. е, ядра, отображающие
друг друга.

Следовательно, разность масс изобар

Д42Я-1 _	= £г 2т,

если допустить, что p-спектр простой.

Для ряда зеркальных ядер, таким образом, из значений
границы р+-спектра можно найти точное значение массы.

§ 9. Спектроскопические методы определения массы

Сверхтонкая структура оптических спектров обусловлена
влиянием ядра. У различных изотопов одного и того же
элемента ядра отличаются не только по массе, но и по раз-
меру и напряженности электрического поля вокруг ядра.
Поэтому лишь часть эффекта сверхтонкой структуры обу-
словлена непосредственно различием массы изотопов. Эта
часть эффекта называется изотопическим смещением. Влияние
радиуса ядра и поля ядра особенно существенно для тяжелых
изотопов. Для выяснения роли изотопического смещения
в наблюдаемом эффекте сверхтонкой структуры пользуются
явлением Зеемана. Если сверхтонкая структура действительно
обусловлена различием масс изотопов, то явление Зеемана
будет наблюдаться независимо для каждой спектральной
линии. В противном случае эффект Зеемана будет сложным
(висмут, празеодим и др.). Изотопическое смещение можно
наблюдать как в атомных линейчатых спектрах, так и в моле-
кулярных полосатых спектрах, где оно проявляется более
резко.

Линейчатые спектры оказываются пригодными для
исследования изотопического смещения практически только в
случае водородоподобных атомов Н, Не+, Li++ и т. д.
Если имеются два таких изотопа с массами ядер т1 и т29 то
изотопическое смещение можно подсчитать, введя в постоян-
ную Ридберга приведенную массу каждого изотопа:

* ттл	« тт2

т\ = —г-2-	т* = —•

1 т + Щ 2 т + т<>

Таким путем учитывается движение системы электрон — ядро
вокруг их общего центра инерции. Изотопическое смещение
равно

д¥ = Г т\т_____________"I /1_______1_\

ch3 + т	л}/

где величины, входящие в коэффициент, имеют общеприня-
тое значение.

Если частоту линии наиболее распространенного изотопа
обозначить через v, то

m\ni
ch? т1 + т

и изотопическое смещение будет равно

В 1932 г., при исследовании спектра водорода, в баль-

меровской серии был открыт [7] тяжелый изотоп — дейтерий,
с содержанием 1 :5000 по отношению к основному изотопу.
Для всех линий наблюдалось изотопическое смещение в коротко-
волновую часть спектра. Для a-линии смещение ДХа=1,79А
и для 8-линии ДХ8 = 1,12 А. Расчет изотопического смещения,
произведенный по формуле (21), дает соответственно
ДХа = 1,787 X и ДХ5 = 1,17 А. Таким образом, изотопическое
смещение для линейчатых спектров водородоподобных атомов
может быть вычислено просто. Квантоврмеханические расчеты
показали [8], что для сравнительно легких элементов (неон)
можно правильно оценить лишь порядок смещения. С ростом Z
изотопическое смещение должно было бы убывать. Однако
влияние радиуса ядра, возрастающего с ростом массы его,
приводит к менее быстрому убыванию эффекта. Так, на
опыте [9] было обнаружено значительное смещение для линий
цинка, в полном соответствии с его изотопным составом.
Полосатые спектры. Изотопический эффект в поло-
сатых спектрах должен сказываться значительно сильнее, чем
в линейчатых спектрах. Действительно, в простейшем слу’ае
двухатомных молекул, кроме электронных термов, будут
колебательные и вращательные термы, более чувствительные
к изменению массы. Теория этого эффекта разработана зна-
чительно лучше, чем теория изотопического смешения элек-
тронных термов.

Электронные термы в полосатых спектрах дают столь же
малый эффект, как и в линейчатых спектрах.

Вращательный терм определяется значением ротацион-
ного квантового числа J следующим образом:

к'- = вдалг./<7+1)'

где а — расстояние от центра атома до центра инерции
двухатомной системы; ЛИ*— приведенная масса молекулы:

ЛИ* =

МХМ2

Mt + M2‘

ЛИ1 и — массы входящих в молекулу атомов.

Рассмотрим две молекулы, в каждую из которых входит

одинаковый

изотоп с массою а также изотопы с мас-
сами и Л43. Тогда приведенные массы
р равны:

•	1\л*__ MjM2 е д.*_________ jVfjAlg

1	“	+ М2 ’ Z 2 ~ Ml + М3 •

Рис. 7.

С точностью до малых второго порядка
расчет [10] приводит к следующему про-
стому выражению для изотопического сме-
щения:

(23)

КМ, /

где vD — волновое число линии перехода между двумя тер-
мами для наиболее распространенной молекулы.

Для молекул, представленных схематично на рис. 7, изо-
топический эффект для вращательных термов достаточно
велик. Этим можно воспользоваться для точных измерений
массы дейтрона.
Для тяжелых молекул, например НО, эффект значительно
меньше. Так, для изотопа хлора в молекулах H^l86 и WCl87
с приведенными массами соответственно 0,9799 и 0,9813
вращательный изотопический эффект составляет всего лишь
0,15%. Это не позволяет производить точных определений.

Таким образом, вращательный изотопический эффект для
большинства изотопов весьма незначителен. Наблюдать этот
эффект в ,,чистом “ виде можно только для той полосы,
для которой колебательный эффект равен нулю.

Поэтому часто говорят, что вращательный изотопический
эффект есть своего рода „тонкая структура" колебательного
изотопического эффекта.

Колебательные термы дают изотопический эффект в силу
того, что частота колебаний атомов, составляющих дву-
атомную молекулу, зависит от их массы.

Расчет [10] показывает, что изотопическое смещение равно

(24)

где vK — волновое число линии перехода между двумя тер-
мами для наиболее распространенной молекулы. Известно, что

VK > VB,

поэтому, несмотря на различие коэффициентов, включающих
приведенные массы в уравнениях (23) и (24), изотопический
эффект существенно больше дЛя колебательных термов.

Исследование колебательного изотопического эффекта для
спектра поглощения молекул ЬРО86 и Н1^37 показало, что
для линии Л = 3,46 изотопическое смещение составляет
△Л = 0,0027 |л, что можно измерить достаточно точно (рис. 8).

Таким путем было определено отношение приведенных
масс молекул ШС!86 и D2C136:

X : М*2 = 0,614430 ± 0,000004.

Отсюда, принимая для массы нейтрального атома водорода
значение 1,00813, получаем для нейтрального атома дейтерия
значения 2,0144 ±0,0001. По общепринятым масс-спектро-
скопическим данным масса дейтерия равна 2,014721±0,000006.

С помощью полосатых спектров были измерены массы
С18, N16, О18 и ряда других изотопов, определение которых

3 Зак. 3890. Г. Р. Рик.
масс-спектроскопическим методом с надлежащей точностью
затруднительно ввиду малой их распространенности.

Именно в этих случаях спектроскопические методы опре-
деления массы являются незаменимыми.

Наряду с массою, спектроскопический метод позволяет,
правда значительно более грубо, оценить процентное содер-
жание изотопов, что обычно связано с рядом допущений.

Рис, 8. Изотопический эффект в спектре поглощения молекул
НС185 и НС137 (колебательные термы).

Вместе с тем расшифровка сверхтонкой структуры линий
не всегда может быть сделана достаточно надежно. Среди
ряда факторов, обусловливающих сверхтонкую структуру,
изотопическому смещению принадлежит далеко не всегда
первое место.

§10. Радиоспектроскопический метод определения массы
атомных ядер

В диапазоне микрорадиоволн (X от 3 мм до 20 см) лежат
частоты вращательных переходов большинства молекул,
частоты тонкой структуры вращательных термов, частоты
зеемановского и штарковского расщепления молекулярных
термов и переходы для сверхтонкой структуры атомных
термов. Изучение этих термов оказалось возможным на ос-
нове больших успехов микроволновой техники в самые
последние годы.

Идея радиоспектроскопии молекул и атомов сводится
к изучению процесса поглощения микрорадиоволн в иссле-
дуемом веществе.
Измеряя коэффициент поглощения микрорадиоволн раз-
ной частоты, можно получить непосредственные данные о ча-
стотах молекулярных или атомных переходов, так как селек-
тивное поглощение радиоволн будет отвечать именно этим

частотам.

Общая схема метода дана на рис. 9, Волновод, напол-

ненный исследуемым газом,
с генератором микрорадио-
волн, обычно клистроном,
так как последний дает
монохроматическое излуче-
ние. С другой стороны
имеется приемник, способ-
ный регистрировать интен-
сивность прошедшей волны.
Окна из диэлектрика слу-
жат соответствующими по-
верхностями раздела. При
давлении газа в волноводе,

соединяется с одной стороны

Рис. 9. Схема радиоспектроскопи-
ческого метода определения массы
изотопов.

/—генератор микрорадиоволн (клистрон),
2 — окна из диэлектрика (слюда), 3 — вол-
новод, 4—исследуемый газ, 5—приемник,
регистрирующий интенсивность прошед-
шей волны.

близком к атмосферному, возможно измерить коэффициент
поглощения порядка 5*

При низких давлениях исследуемого газа измерения ве-

дутся посредством сравнения интенсивности волны, прошед-
шей через исследуемый газ, и интенсивности волны, про-
шедшей через известный калиброванный поглотитель.

Создавая в генераторе модуляцию по частоте и исполь-
зуя катоднолучевой осциллограф, можно на экране послед-
него непосредственно получить линии спектра поглощения.
При низких давлениях отдельные линии селективного по-
глощения хорошо разрешаются, а коэффициент поглощения
возможно измерить до значения 2»10~в(м<"х.

Типичная картина микроволнового спектра поглощения
аммиака дана на рис. 10.

Детальное изложение метода радиоспектроскопии можно
найти в специальных обзорах [п].

Из микроволновых вращательных спектров двухатомных
молекул можно найти отношение масс изотопов.

Для молекул JC186 и JC187 из вращательного спектра
было определено [12] отношение масс изотопов хлора по
изотопическому смещению частот. Это отношение, найден-
ное с большой точностью, совпадает с первыми измерениями
масс изотопов хлора. Разности масс различных изотопов
кислорода и серы были получены [18] при изучении микро-
волнового спектра молекул OCS. Радиоспектроскопический

Рис. 10. Микроволновый спектр поглощения аммиака.

метод начал развиваться совсем недавно. Достаточно ска-
зать, что до 1946 г. по этому вопросу была опубликована
только одна работа. Нет сомнения, что последующее разви-
тие этого метода откроет новые возможности и для измере-
ния масс изотопов.

§ 11.	Масс-спектроскопия

Масс-спектроскопия представляет собою ионнооптический
метод определения массы и относительного содержания
изотопов, находящихся в некотором образце. Этот метод
берет свое начало в классических работах XIX в. по опре-
делению удельного заряда электрона. Совершенно естествен-
ной была попытка применить те же средства анализа для
вновь открытых каналовых лучей. Масс-спектроскопический
анализ сводится к ряду самостоятельных операций:

1)	превращению исследуемых изотопов в положительные
ионы с зарядом q*

2)	созданию ионного пучка посредством ускорения ионов
продольным электрическим полем;

3)	разложению ионного пучка на компоненты по значе-
ниям Mjq с помощью ионнооптической системы;

4)	регистрации и измерению интенсивности каждой ком-
поненты ионного пучка.
Термин „масс-спектроскопия" подчеркивает аналогию
между данным методом и методом анализа оптических спек-
тров. Спектроскопия масс оказывается довольно сложным
делом. Действительно, если в оптическом спектре каждая
компонента характеризуется только двумя параметрами:
частотою и интенсивностью, то в ионном пучке мы имеем
атомы, различные по массе, заряду и скорости, при различ-
ной интенсивности компонент. Таким образом, для ионного
пучка имеем четыре параметра:

М, q, v, I,

Процесс ионизации, независимо от способа его осуществле-
ния, дает ионы с кратными зарядами q = k • е, где
fe == 1, 2, 3, и т. д. Полагая вначале, что для всех ионов
заряд q = const и учитывая, что интенсивность 1 каждой
компоненты измеряется непосредственно регистрирующей
аппаратурой, имеем два параметра (М и я) для каждой ком-
поненты. Это приведет нас к необходимости иметь систему

Рис. 11. Скелетная схема масс-спектроскопического
устройства.

Z—исследуемый образец, 2—ионный источник, 5—анализатор,
4—регистрирующее устройство.

двух анализирующих ионы полей. Блок-схему масс-спектро-
скопического устройства (рис. 11) можно представить в виде
трех основных узлов:

ионного источника^ в котором осуществляется иониза-
ция и формирование ионного пучка в вакууме;

анализатора) служащего для разложения ионного пучка
на компоненты по массам (точнее, по Mjq) в вакууме;

регистрирующего устройства) служащего для фиксации
на „шкале" прибора и измерения интенсивности каждой
компоненты.

Ионнооптические системы, служащие в качестве анализа-
торов, являются основным элементом, определяющим тип и
мерительные возможности всего прибора.
ГЛАВА III

ИОННООПТИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ
ДЛЯ МАСС-СПЕКТРОСКОПИИ

§ 1.	Ионнооптическая аналогия

Существует глубокая аналогия между законами геометри-
ческой оптики и законами движения заряженных частиц
в электрических и магнитных полях. Действительно, прин-
цип Ферма для световых лучей гласит:

принцип Мопертюи для частиц может быть записан следую-
щим образом:

I 2SK ds = minima,

где SR—кинетическая энергия частицы, или

vds = minima.

Оба принципа полностью аналогичны, если скорость v
иона и показатель п преломления светового луча связаны
линейно;

Поэтому в рамках этой аналогии любая оптическая
задача может быть сформулирована соответствующим образом
и для частиц.

Вместе с тем следует указать на ряд принципиальных
отличий этих двух областей.
Если световой луч любой интенсивности мы вправе рас-
сматривать, как поток не взаимодействующих друг с другом
фотонов, то в ионном пучке мы имеем частицы, вообще
говоря, взаимодействующие друг с другом.

Далее, в оптике мы можем посредством соответствую-
щего набора стекол создавать любую систему преломляющих
сред, на границе которых показатель преломления будет
скачкообразно меняться. В ионной оптике, имея дело с элек-
тростатическими и магнитными полями, мы можем осуще-
ствить лишь непрерывное изменение показателя преломления.
Поэтому в ионнооптических системах труднее бороться
с искажениями, в частности с аберрацией. В настоящее
время хорошо развитой областью является электронная оп-
тика [1В]. Ионная оптика, обладающая некоторыми особен-
ностями, разработана менее полно. Мы изложим вкратце
лишь самые необходимые для дальнейшего рассмотрения
элементы ионной оптики.

Будем в дальнейшем понимать под ионным лучом поток
малого сечения не взаимодействующих друг с другом ионов.
Ионным пучком будем называть совокупность таких ионных
лучей, имеющую определенное поперечное сечение. Область
существования электрического и магнитного полей будем
считать резко ограниченной. Роль рассеянных полей и влия-
ние объемного заряда рассматривается ниже в § 22.

Вначале обратимся к электрическим полям, полностью
пренебрегая взаимодействием ионов друг с другом.

§ 2.	Движение ионов в продольном
электростатическом поле

Движение ионов с зарядом q и массою М в одномер-
ном продольном электростатическом поле напряженностью Е
может быть описано на основании чисто энергетических со-
ображений. Если начальная скорость иона равна нулю, то

Afo2 f' х

-о- = 9 Е (л;) dx.

Для однородного поля, например плоского конденсатора,
получим:

Aft/2 гт

-7T = qu,
где U разность потенциалов на обкладках конденсатора.
Таким образом, пройдя разность потенциалов U вольт, ион
будет обладать скоростью



(1)

Условимся в дальнейшем считать положительным потен-
циал, вызывающий увеличение скорости иона.

Мы можем несколько видоизменить формулу (1),
введя в нее кратность ионизации k и массовое число Л; так
как АГ= 1,66 . IQ-24 Л, то

Рис. 12.

Г 2keU-W _

V 1,66- 10-2М —

= 1,39 • 10е у U см/сек. (2)

Если ион, вступая в электрическое поле,
имел начальную скорость v0, то

Нас будет интересовать в дальнейшем
поведение ионного луча, содержащего ионы
различных масс и скоростей.

Пусть два иона одинаковой массы М
вступают в продольное и однородное элек-
тростатическое поле с начальными скоро-
стями v'Q и Vq (рис. 12).

Тогда после прохождения разности потенциалов U их

скорости соответственно будут:

Нетрудно видеть, что после ускорения разность кинети-
ческих энергий этих ионов Д& будет равна:

м 2

Mv0

Mv0

0*
Другими словами, ионы, отличавшиеся по энергии, после
ускорения будут иметь то же абсолютное различие в энергии.

Это обстоятельство существенно при конструировании
ионных источников. Процесс ускорения ионов не устраняет
абсолютного различия их начальных энергий, хотя с общим
ростом энергии Д&0/® убывает.

Рассмотрим теперь два иона, отличающиеся друг от
друга по массе.

Ионы с массами и М2 после прохождения разности
потенциалов U приобретают одинаковую кинетическую энер-
гию, так как они будут в том же электростатическом поле
двигаться с различными скоростями и проходить это поле
за различные промежутки времени. При этом скорости ионов
связаны со значениями их масс уравнением:

и
если

gj = g2 = const.

Следует учесть, что существенное значение имеет
в вопросе различия энергий ионов не только абсолютное
значение начальных скоростей, но и направление их в про-
странстве по отношению к силовым линиям поля. На рис. 12
показана траектория движения иона, выходящего по углом а
с начальной скоростью

Для таких ионов

Д& == Ag0sin2a,

причем a < ae, заданного поперечными размерами ионного
пучка.

§ 3. Движение ионов в поперечном
электростатическом поле

Рассмотрим ограниченное по протяженности однородное
электростатическое поле плоского конденсатора, силовые ли-
нии которого перпендикулярны к скорости v иона (рис, 13).
U — попрежнему разность потенциалов, необходимая для
сообщения иону скорости я.

Элементарное решение задачи сводится к составлению ура-
внений движения. Интегрируя их обычным образом, получим
после исключения времени уравнение траектории-параболы:

qU о

У ~~ 2М&а Х~'

Эту же задачу мы можем трактовать, как чисто ионно-
оптическую, рассматривая преломление ионного луча на гра-
нице сред с различными показателями преломления.

Рис. 13.

Закон преломления ионного луча, двигающегося со ско-
ростью v1 из среды / в среду //, может быть записан
в известной форме:

sin а_ел,

sin р ’

где v.2 — скорость иона во второй среде, аир — углы паде-
ния и преломления.

Вступая в область электрического поля конденсатора,
в действительности ион не только отклоняется, но и меняет
свою энергию, так как пересекает эквипотенциальные линии
этого поля. В нашем случае (рис. 13) угол а = у.

Если W—разность потенциалов отклоняющего конденса-
тора и Wr — разность потенциалов, пройденная ионом в этом
конденсаторе к моменту выхода из поля, то:
и, согласно закону преломления, имеем:

или, вводя 6е = ~— {3 и учитывая, что а = ~, получим:

А

1 ,/~(/+ 1^!.
cos 0е V и ’
с5се,=/цд	(в)

Отсюда

= tg9 %•	(7)

Из рис. 13 имеем:

I Wj
2Oi U ‘

тогда из (7) следует, что

Но однородность поля позволяет утверждать, что

2 И?	21^

2а 2ai

Используя это соотношение и уравнение (1), имеем:

или для малых углов отклонения:

qlE _qlV.
в~~ Mv[

(8)

где & — кинетическая энергия иона..

Это решение, так же как и обычное механическое рас-
смотрение задачи, не является вполне строгим. Действительно,
мы не учли, что ионы, пройдя конденсатор и отклонившись
на угол 0е, встречают вторую границу раздела, на которой
также должно произойти преломление. Поясним это с помощью
простой оптической аналогии (рис. 14) — преломлением луча
в призме.

На второй границе сред ионный луч будет испытывать
дополнительное отклонение, обусловленное существованием

электростатического поля
(рис. 15) рассеяния.

Известно, что для повы-
шения преломляющих свойств
конденсатора его пласти-
нам придают искривленную
форму. В этом случае угол
между ионным лучом и
эквипотенциальными поверх-
ностями все время остается

Рис. 14. Оптическая аналогия рас- малым, что повышает прело-
сеянному полю.	мление луча и увеличивает

роль поля рассеяния. Такие
системы используются в катоднолучевых трубках с элек-

Рис. 15. Влияние электростати-
ческого поля рассеяния.

тростатическим управлением.

Уравнение (8) позволяет сделать важный вывод о прело-
мляющих свойствах электростатического поля. В электроста-
тическом поле ионы, обладаю-
щие одинаковым зарядом и
одинаковой энергией, откло-
няются тождественным обра-
зом. Таким образом, одно и
то же отклонение в попереч-
ном электростатическом поле
могут претерпеть ионы, раз-
личные по массе и скорости,
но обладающие той же самой
энергией.

Если бы удалось ввести в такое поле ионы разной массы,
но строго одинаковой скорости, то их отклонение было бы

различно:

причем

6i — MtV*’ е» —

% ____М> — Afi
т. е.

Д0в
ее



(9)

м

Это означает, что для таких ионов поле обладает дис-
персией по массам (§ 13). Однако сообщить ионам разных
масс строго одинаковую скорость, используя только электри-
ческое поле, невозможно. Для этой цели понадобились бы
устройства, выделяющие ионы определенных скоростей (§ 12,
гл. IV).

Рис. 16. Ионный луч в ци-
линдрическом конденсаторе.

§ 4.	Движение ионов в радиальном поле
цилиндрического конденсатора

Мы видим, что процесс отклонения ионного луча в электро-
статическом поле неизбежно сопровождается изменением энер-
гии иона. Это обстоятельство сильно ограничивает применение
поперечного однородного электростатического поля в ряде
ионнооптических систем, тем бо-
лее, что поперечное магнитное по-
ле, как будет видно из дальней-
шего, лишено этого недостатка.

В связи с этим были изучены
неоднородные электростатические
поля. Покажем, что, используя
неоднородное поле цилиндриче-
ского конденсатора, можно по-
лучить преломляющую систему,
не меняющую энергию ионного
луча [16].

Рассмотрим цилиндрический
конденсатор, на обкладках кото-
рого имеется разность потенциа-
лов V (рис. 16).

Эквипотенциальные линии в сечении, перпендикулярном
оси цилиндра, будут представлять собою окружности.

Рассмотрим движение иона массы М и скорости я, вхо-
дящего в поле по касательной к окружности радиуса г0.
Условием движения иона по этой окружности будет, очевидно,

Mv*

Го

= ?Е0,

(Ю)

где Ео — напряженность поля для г = г$.
Для иона, входящего в поле под некоторым углом а, урав-
нение движения имеет вид:

cpr v2

(“)

Введем угловую скорость со движения иона. Тогда

=	(12)

Ограничивая рассмотрение областью, близкой к основной
окружности радиуса г0, напряженность Е электрического поля
можно вычислить приближенно, полагая

Или для

Е = Ео^.

(13)

(И)

(15)

Из закона сохранения момента количества движения сле-
дует с точностью до малых второго порядка, что

<ОГ2 = <ВоГо2.	(16)

Тогда уравнение движения принимает следующий вид:

м	= Мг4	— дЕ,

_ “ого «Е
dt* ~ г* ЛГ

Или, используя (14) и (15):

ЛЩг) _ ю2 _Jo_ р Л _ Дг\
dfi ~ О(го + Дг)з	rQ)'

Пренебрегая членами второго порядка малости и учиты-
вая (10), получим после несложных преобразований следую-
щее дифференциальное уравнение:

d2 (Дг)
dfi

-j- 2<1>0Дг	0

(17)

для переменной Дг, представляющей собою радиальное откло-
пение движущегося в поле иона от основной траектории
радиуса г0.

Решение этого уравнения имеет вид:

Дг = A sin «),	(18)

где	_

2 = ®0/2.	(19)

Так как Дг— гармоническая функция, то мы вправе утвер-
ждать, что в определенной точке траектория иона, вошедшего
в поле под углом а, пересечет траекторию иона, входящего
по касательной к окружности радиуса г0. В точке пересече-
ния Дг, очевидно, будет равно нулю.

Угловую скорость w0 иона, движущегося по центральной
траектории, мы можем трактовать как круговую частоту.
Узловые точки для этого процесса, очевидно, отстоят на к
радиан.

Для периодически меняющейся функции Дг частота изме-
нения Q больше ш0. Поэтому узловые точки расположены на
угловом расстоянии 0, которое можно найти из соотношения

₽ __^о
к “ Й ’
отсюда

|3=-^=;	₽ = 127’17'.	(20)

Таким образом, если в радиальное поле цилиндрического
конденсатора входит слабо расходящийся ионный пучок, то
в этом поле происходит фокусировка ионов, как принято
говорить, япо углу". Если цилиндрическое поле создать
в растворе сектора с углом 0 = -^=, то тем самым мы полу-
чим ионнооптическую систему, обладающую фокусирующими
свойствами для слабо расходящегося ионного пучка опреде-
ленной энергии.

Результаты приведенных рассуждений были проверены [17]
экспериментально, путем наблюдения нитевидных лучей газо-
вого разряда, возникающих вдоль электронных лучей (снимок 1
в приложении).

В фокусе такого устройства соберутся все ионы, обла-
дающие одинаковой энергией, независимо от их массы и ско-
ростей.
Для ионов определенной массы, обладающих различными
скоростями, в таком поле возникает дисперсия по скорости
(§ 13). Положение фокуса системы будет зависеть от ско-
рости ионов. Наоборот, если бы мы сумели получить для
различных масс ионов одну и ту же скорость, то в таком
цилиндрическом 127° поле мы осуществили бы разложение
пучка по массам.

§ 5.	Электростатические линзы

Эквипотенциальные поверхности электростатического поля
являются для ионов преломляющими поверхностями. Если эти
поверхности имеют кривизну, то данное поле действует на
ионный пучок, как оптическая линза.

Современные методы расчета позволяют по заданной системе
эквипотенциальных поверхностей построить траектории ионов.
Более того, можно рассчитать, какая система электродов и
потенциалов на них дает интересующую нас конфигурацию
эквипотенциальных поверхностей. Крупным успехом в этой об-
ласти мы обязаны советскому ученому Г. А. Гринбергу [l,I8j.

Распределение поля в той или иной системе электродов
может быть изучено на укрупненных моделях по методу зонда,
впервые предложенному Н. Н. Семеновым [19J.

Удобные методы графоаналитического построения траекто-
рий заряженных частиц в электрических полях разработаны
В. Лукошковым [20]. Все расчеты этого типа существенно
упрощаются, если в системе нет объемных зарядов. Этот слу-
чай мы обычно и имеем в масс-спектроскопии, где плотность
ионного тока невелика и обеспечен высокий вакуум.

Электростатические линзы могут быть созданы различным
путем. Нас будут интересовать только те системы, которые
находят себе практическое применение в масс-спектроскопии.

§ 6.	Основное уравнение электростатической линзы

Уравнение электростатической линзы можно получить
оптическим путем, заменяя резкую границу раздела различных
сред совокупностью большого числа поверхностей с малыми
различиями в показателе преломления.

Мы используем для простоты иной метод — анализ дви-
жения ионов в электрическом поле.
Рассмотрим поле аксиальной симметрии. В любой точке
пространства потенциал U есть функция двух переменных z
и г (рис. 17):

Рассмотрим в плоском сечении поля Е движение ионов

массы М и заряда q вбли-
зи оси Ог, причем = 0.
Тогда

(z) = U.

Составляющая скорости

Для параксиальных ион-	Рис- 17-

ных лучей можно пренебре-

гать центробежной силой ввиду малой кривизны пути. Урав-
нение движения можно поэтому записать в простой форме:

М di* ~

где Ег — радиальная составляющая поля.
Вводя переменную z из условия

л=—,

V

имеем:

(21)

Радиальную составляющую электрического поля Ег можно
найти, рассматривая (рис. 17) силовой поток, проходящий
через поверхность цилиндра радиуса г и длиною /. Этот
поток, по теореме Гаусса, должен быть равен нулю, так
как объемный заряд отсутствует. Отсюда

2лг/Ег+№/^ = 0

И

р    r dEz

' —	2 dz ’

Тогда уравнение (21) принимает вид:

d
dz

/ dr \ q г dEz
\v~dz)~M 2 dz'

4 Зак. 3890. Г. Р. Рик.
50

ИОННООПТИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ

[ГЛ. III

Заменяя- составляющую поля Е2 через потенциал (7, имеем

dU\
dz)'

q г d4J
М 2 dz*'

Вводя вместо скорости v ионов ее выражение через потен-
циал U, пройденный ионами в электрическом поле (1),
получаем основное уравнение электростатической линзы:



1 d*U

4 Г dz*’

(22)

Обратимся
ческих линз.

теперь к конкретным

примерам электростати-

§ 7. Простейшая линза-диафрагма

Простейшую линзу можно получить с помощью поля двух

плоских дисков, один из которых имеет круглое отверстие,

Уо о

Рис. 18. Линза-диафрагма.

т. е. является диафрагмой.
Пусть Ej и Е2— напряжен-
ность электрического поля
слева и справа от диафраг-
мы (рис. 18). Вычислим фо-
кусное расстояние такой
линзы.

Из точки Л, как ис-
точника, выходит ионный
пучок. Точка А будет фоку-
сом, если за диафрагмой
ионные лучи пойдут парал-
лельно. Будем отсчитывать
потенциалы от электрода S2,

как от нуля (т. е. зазем-

лим S2). Потенциал диафрагмы обозначим через £70.
Вблизи отверстия £7~£/0. Из уравнения линзы (22) следует,

что в центре отверстия диафрагмы и вблизи него



Го dW

4 dz*’
Отсюда

так как

dU
dz •

(23)

Угол а, под которым должен в этом случае выходить
ионный пучок из А, найдем из условия:

Из (23) тогда имеем:

tg«~a = — ^(Ej — Е2).

Фокусное расстояние f (рис. 18) найдем из условия

Таким образом, фокусное расстояние линзы

(24)

При этом мы допускаем, что поле по обе стороны диа-
фрагмы однородно и меняется скачком в узком слое.

Если слева от диафрагмы поля нет, т. е. Е1 = 0 и Е2=Е,
то

4С/0

— Е ‘

(25)

Как видно, знак /, т. е. собирающая или рассеивающая
способность линзы, образованной диафрагмами, зависит от
распределения поля по обе стороны диафрагмы.

Собирающую линзу рис. 19 мы получим, если Е2>ЕР
Тогда, следуя обозначениям рис. 19:
Для этого при равных расстояниях 1Х и Z2 необходимо, чтобы
Оптическим аналогом будет плосковыпуклая линза.

(ил-и,)>(игО)

Рис. 19. Собирающая
линза-диафрагма.

(и,-о)>(и.-и1)

Рис. 20. Рассеивающая
линза-диафрагма.

Рассеивающую линзу мы получим (рис. 20), если созда-
дим в той же системе распределение потенциалов на электро-
дах, при котором

> ^2	т»	Е2.

Тогда из (24) следует, что

Ei-E2^u’
и оптическим аналогом будет плосковогнутая линза. Можно
показать, что в общем случае электростатической линзы
имеет место известная формула:

1,1 1
а b f*

где а и д, соответственно, — расстояния от источника ионов
и его изображения до линзы.

Рассмотренные линзы-диафрагмы имеют сферическую
симметрию. Это значит, что пучок ионов конического сече-
ния фокусируется в точку. В оптике этому соответствуют
линзы со сферическими поверхностями.

Для дальнейшего представляет интерес аналогия цилиндри-
ческой оптической линзы.

Рис. 21.

Если в диафрагме сделать отверстие в виде узкой и длин-
ной щели, то мы получим цилиндрическую электростатиче-
скую линзу, которая фокусирует или рассеивает ионный
пучок прямоугольного сечения только в одном измерении (по
ширине; рис. 21).

Теория этих линз была развита А. Страшкевичем [21].

§ 8.	Другие типы электростатических
линз

Два коаксиально расположенных цилиндра с потенциалами
и U2 образуют в малом торцевом зазоре (рис. 22) соби-
рающую электростатическую линзу. Другой вариант линзы
показан на рис. 23,
Эти линзы получили название одиночных иммерсионных
линз, так как показатели преломления в пространстве пред-
мета (источник ионов) и в пространстве изображения — раз-
личны.



Рис. 23. Иммерсионная
линза.

Рис. 24. Однопотенциаль-
ная линза.

При определенных условиях линзу можно превратить
в зеркало для ионов. На рис. 24 показана однопотенциаль-
ная электростатическая линза, не обладающая иммерсионными
свойствами, и приведена аналогичная этой линзе оптическая
система.

§ 9.	Общие замечания о действии электростатического
поля на ионный пучок

Можно утверждать, что любое электрическое поле, обра-
зованное системой электродов и дающее криволинейную
систему эквипотенциальных поверхностей, является для ион-
ного пучка электростатической линзой.
Основное уравнение (22) электростатической линзы и про-
веденное рассмотрение свойств электростатических полей
позволяют нам сформулировать основные выводы следующим
образом.

1.	Все ионы, обладающие одинаковой энергией, описы-
вают в электрическом поле, независимо от их массы и ско-
рости, одни и те же траектории. Это означает, что электри-
ческое поле не обладает дисперсией по массе или скорости
для частиц равной энергии. Или иначе — электрическое поле
дает дисперсию по энергиям.

2.	Уравнение линзы однородно относительно потенциала U.
Это значит, что все напряжения на электродах какой-либо
системы можно увеличить или уменьшить в любое (но одина-
ковое) число раз, причем траектории ионов при этом не
изменятся по форме, т. е. останутся подобными.

Обобщая этот крайне важный вывод, можно сказать, что
действие электрического поля на ионы определяется только
отношением действующего потенциала к скорости иона.
Отсюда непосредственно возникает возможность замены ста-
тических электрических полей на электрические переменные
поля (например высокочастотное поле между дуантами цик-
лотрона, пластинами управляющего конденсатора в катодно-
лучевой трубке и т. д.).

3.	Уравнение линзы однородно относительно г. Следова-
тельно, при изменении размеров всех электродов с соблюде-
нием подобия их геометрических параметров траектории ионов
пропорционально изменяются, сохраняя все свои особенности.
Практическим следствием этого является возможность изуче-
ния. свойств электродной системы на укрупненных моделях
для получения картины распределения потенциалов.

4.	Процесс преломления ионных лучей в однородных
электростатических полях, как правило, связан с изменением
энергии ионов. Исключением является неоднородное поле
л
цилиндрического кондесатора, которое для угла раствора—^

v

обладает фокусирующими свойствами в отношении слабо
расходящегося ионного пучка. Этот вывод будет несколько
расширен ниже для так называемого секторного электриче-
ского поля (§ 20).

5.	Для монохроматического по скорости ионного пучка в
электростатическом поле можно было бы получить дисперсию
в отношении масс ионов. Однако такая монохроматизация
ионов невозможна с помощью только электрических полей.

6.	В полной аналогии с геометрической оптикой из термо-
динамических соображений следует, что для любой электро-
статической линзы имеет место соотношение:

n*dS, dQ. = n*dS9 dQ„

XIX	&	&	&

где nr — показатель преломления в области источника ионов,
л2— показатель преломления в области „изображения* ис-
точника, dSx — элементарная площадка в области источника
ионов, dS2— элементарная площадка в области изображения,
dQp dfi2— соответствующие им телесные углы.

Или, вводя скорости ионов vr и ^2:

v* dSt dQr = vl dS2 dS2.

Так как J dQ 2^, то ионы, выходящие из источника пло-

щадью со скоростью vQi принципиально невозможно про-
вести через площадку S, величина которой меньше, чем

(26)

Можно сделать еще ряд заключений, например о суще-
ствовании хроматической аберрации электростатических линз,
ибо, согласно (24), фокусное расстояние есть функция энер-
гии ионов. Сам вывод уравнения линзы однозначно приводит
к утверждению о существовании сферической аберрации и т. д.
Ограничимся пока этими выводами.

§ 10.	Движение ионов в продольном однородном
магнитном поле

Обратимся теперь к анализу движения ионного луча
в однородных магнитных полях.

Рассмотрим поведение ионного луча в продольном магнит-
ном поле. Такое поле можно создать, например, с помощью
соленоида рис, 25 (на его оси).

Поместим в точку Q на оси соленоида точечный источ-
ник ионов. Будем рассматривать сечение, плоскость которого
параллельна плоскости вектора скорости vQ иона.
§ 10]

ДВИЖЕНИЕ В ПРОДОЛЬНОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ

57

Составляющая ^ = ^osina приведет, благодаря лоренцо-
вой силе, к вращению по окружности в плоскости YQZ.
Очевидно, что для иона с зарядом 9, взятым в едини-
цах CGSM:

или

~

MVq Sin а

где Н—напряженность магнитного поля внутри соленоида.
В результате ион будет двигаться по винтовой линии. Пер-

Рис. 25.

вое пересечение этой винтовой траектории с осью ОХ будет
в точке К.

Абсциссу хк точки К мы найдем из условия:

х~ = vt. = ъл cos а,

Д. X	о	’

(28)

где т — время

движения иона по замкнутой окружности

радиуса р:

2лр

(29)



Тогда, имея в виду (27), (28) и (29), получим:

2nAfv0 sin а

хк = t^cosa

2irMt?0
qH

qHv$ sin а

cos a.

Рассматривая параксиальный пучок ионных лучей, выходя-
щих из мы получим в точке К „изображение" точечного
ионного источника; другими словами, есть фокусное рас-
стояние f нашей магнитной системы:



cosa.

(30)

Мы видим, таким образом, что соленоид представляет
своеобразную магнитную линзу. Из уравнения (30) следует,
что линза обладает хроматической аберрацией, так как фо-
кусное расстояние зависит от скорости и массы иона, т. е.
от импульса иона.

Из уравнения (29) следует, что время полного оборота
иона по окружности в плоскости YQZ и время движения
по спирали от Q до К одинаково и не зависит от скорости
иона и радиуса кривизны р:

2кМ

Т- qH •

{31)

Это свойство положено в основу динамических масс-
спектроскопических систем (§ 24 гл. V).

Фокусное расстояние /, таким образом, равно длине
окружности, которую описал бы в поперечном поле ион, дви-
гаясь со скоростью

Ионы большей массы будут иметь большее фокусное
расстояние. Рассматриваемая магнитная линза, таким обра-
зом, обладает дисперсией как в отношении скоростей ионов,
так и в отношении их масс. Практическое применение
магнитной линзы неизбежно связано со сферической абер-
рацией.

Линзы этого типа применяются в ряде задач электронной
оптики, например в телевидении, в некоторых задачах по
бета-спектроскопии и в динамических масс-спектрометрах.
Необходимость помещать источник ионов и регистрирую-
щие ионы устройства внутрь магнитного поля ограничивает
применение этой системы для целей масс-спектроскопии.

Путь иона в магнитной линзе необратим, так как иным
будет направление вращения иона вокруг силовой линии
магнитного поля при изменении его знака.

Наиболее совершенные условия фокусировки обеспечи-
ваются при наличии не точечного, а линейного источника
(узкие щели в точках Q и К),
§ 11.	Движение ионов в однородном поперечном
магнитном поле

В однородном, поперечном по отношению к скорости,
магнитном поле ион будет двигаться по окружности ра-
диуса р.

В соответствии с (27), при а = ~:

Mv

& qH

или

Нр=

Mv

(32)

Таким образом, произведение Нр является мерою им-

пульса иона.

Вычислим отклонение ионного луча в таком магнитном
поле. Для случая малых углов отклонения (рис. 26) имеем:

A	dt dy

"т — dx— dt dx	V dt '

Из уравнения движения



находим:

Таким образом,

__ 1 qHx

dt M v
Наибольшее отклонение соответствует значению х = Z,

6 = -£™.

т Mv '

(33)

Отклонение в поперечном однородном магнитном поле
обратно пропорционально импульсу иона.

§ 12, Фокусирующие свойства однородного магнитного
поля ^-радиан

Рассмотрим бесконечное полупространство, в котором
имеется однородное магнитное поле Н, перпендикулярное
к плоскости чертежа (рис. 27).

Рис. 27. Фокусировка в поперечном магнитном поле.

Из точки S выходит ионный пучок. Построим централь-
ный ионный луч SCF и два крайних луча SAD и SBE,
заданных щелью АВ.

Ионы будут двигаться по окружности радиуса р =
Вводя обозначения, принятые на рис. 27, имеем:

Mv

W

х = b -f- V (2р cos а)2 — а2;

(34)

так как то

х — b 4- 2р cos «.
Далее, для крайних лучей имеем:

xt = b + 2р cos 04; x2 = #-р2р cos а2.

Ширина изображения .г0 = А4—х2;

xQ = 2р (cos 04 — cos а2).	(35)

Если источник S расположить под центром щели, то
04 = 0 и а2 = а,
тогда

xQ = 2р (1 —cos а).

Разлагая cos а в ряд и ограничиваясь членами второго
порядка малости, получим окончательно:

х0 = ра2;

—77 а2.

(36)

Таким образом, ширина линии изображения пропорциональна
квадрату угла раствора ионного луча при входе в магнитное
поле.

Фокусировка по углу будет иметь место для всех ионов
данного импульса и заряда, образующих слабо расходя-
щийся пучок.

§ 13. Дисперсия в магнитном поле

Мы неоднократно упоминали о дисперсии, имея в виду
обычный оптический смысл этого понятия. Сейчас необхо-
димо сделать некоторые уточнения.

Ионы, обладающие одинаковым импульсом Мф, ведут
себя тождественным образом в магнитных полях. Мы убе-
дились в этом на простейших примерах продольного и по-
перечного полей.

Если источник ионов (в схеме рис. 27) будет давать ионы
одной и той же массы, но с несколько различными скоро-
стями, то ионы различных скоростей дадут изображение на
различных расстояниях от входной щели. С ростом v растет
и координата х изображения.

Дисперсией по скорости мы назовем величину, на кото-
рую сместилась бы в направлении, перпендикулярном пучку,
линия изображения при изменении скорости иона на 100°/о,
т. е.

х , dv dx	/п_ч

Д =dx\------= v-j—.	(37)

v	v dv	v '

Для практических целей одного этого понятия недоста-
точно, так как всякая линия изображения имеет собственную
ширину, и нам необходимо знать, не перекрывает ли собствен-
ная ширина изображения х0 величину дисперсии.

Для этой цели вводят в рассмотрение так называемую
удельную дисперсию:

___ Aw   у dx
V Xq	Aq dv '

Вычислим дисперсию по скорости и, соответственно,
удельную дисперсию для однородного поперечного магнитного
поля тг-радиан.

Для линейного источника ионов, расположенного под
центром щели, й = 0 и cosa~l.

Тогда из (34) получим:

х2 = 4р2— а2.

(39)

Дисперсия

dx
dv

dx dp
dp dv

Из (39) находим:

2x dx = 8p rfp;

dx  4p
dp	x '

Тогда

Из (32), дифференцируя, имеем:

Подставляя в выражение для дисперсии

dv

, находим

(40)
Удельная дисперсия с учетом (36) равна:

*	4^2 1

°«=— нох~2р,

г ~2_
й1) — д2 •

(41)

Удельная дисперсия быстро убывает с ростом а или ши-
рины щели. Линейные размеры прибора в этом отношении
менее существенны.

Наряду с дисперсией и удельной дисперсией по скорости
введем в рассмотрение дисперсию и удельную дисперсию по
массе. Если скорости v ионов одинаковы, а М различны, то
дисперсию по массам магнитного поля тг-радиан следует
определить:

dx

(42)

причем ее определяют обычно в миллиметрах на 1% отно-
сительной разности масс.

Удельная дисперсия по массе

, _

Олг х0 Xq dM *

(43)

Эти величины мы рассмотрим конкретно в дальнейшем,
сейчас лишь укажем, что дисперсия, достижимая в магнит-
ном поле тг-радиан, далеко не всегда удовлетворяет нашим
требованиям.

§14. Поперечное неоднородное магнитное поле

С целью повышения дисперсии в последнее время пред-
приняты попытки использовать поперечное неоднородное
магнитное поле с аксиальной симметрией для фокусировки
заряженных частиц [22|.

Представим себе магнитное поле, созданное полюсными
наконечниками, изображенными на рис. 28. В центральной
плоскости симметрии поле будет функцией только одной
переменной г.

Для рассматриваемой системы полюсов при г -О0
H = HQ = const, при г > г0 напряженность поля, благодаря
выбору криволинейной формы полюсов, подчиняется закону:

H = HQ

где п

Поместим в центр системы точечный ионный источник.
В области г rQ ионы будут описывать дуги радиуса р, ве-

Рис. 28.

личина которого дается (32). При г>г0 уравнение траекто-
рии ионов будет:

du 1 cos а 1

/1 — cos2а ° g<Z’

где R =	> 1 и а = / (/?) — некоторая функция /?; <р —по-

лярный угол; а — угол между вектором скорости v и пло-
скостью Р.

Траектории ионов будут иметь вид, указанный на рис. 28.
Регистрацию ионов надо вести по периферии окружности
некоторого предельного радиуса/?0. Такая система полностью
использует телесный угол источника и обладает, к тому же,
более высокой дисперсией. Этот метод нашел уже примене-
ние в бета-спектроскопии.

§ 15.	Короткая магнитная линза

Рассмотрим так называемую короткую магнитную линзу,
образуемую многослойным коротким соленоидом (рис. 29).

Создать резко обрывающееся магнитное поле вдоль оси z
невозможно. Поэтому, ионнооптические свойства этой линзы
определяются, в основном, быстротой изменения радиальной
составляющей Нг магнитного поля вдоль оси г.

Рис, 29. Короткая магнитная линза.

Для заданного соленоида преломляющие свойства опре-
деляются квадратом силы тока /, протекающего по его об-
мотке:

~ = М*.	(44)

Оптическая сила линзы, с другой стороны, дается фор-
мулой, учитывающей закон изменения радиальной составляю-
щей поля вдоль оси zx

ОО

(45)

Короткая магнитная линза всегда является собирающей. Она
нашла себе широкое применение в электронной оптике и
в некоторых ядерных экспериментах (§ 7 гл. IX).

§ 16.	Однородное секторное магнитное поле

Исключительно важное значение в технике масс-спектро-
скопии имеет так называемое секторное магнитное поле.
В связи с этим на анализе этой системы мы остановимся
более подробно.

Рассмотренное выше поперечное магнитное поле те-радиан
обладает рядом неудобств. Главнейшие из них: большой
объем поля, требующий применения громоздкого магнита,

5 Зак. 3890. г. Р. Рик.
а также необходимость помещать источник ионов и реги-

стрирующую систему на границе самого поля.

Эти соображения привели к системе так называемого
секторного магнитного поля. Оно представляет собою попе-
речное однородное поле, область

существования которого ограничена
сектором с некоторым углом раство-
ра Ф (рис. 30).

Такое поле практически можно
получить в зазоре между полюсами
магнита, если полюсы его имеют
призматическую форму с углом Ф и
если ширина зазора много меньше
пути частиц в поле. Последнее усло-

Рис. 30. Получение вие позволяет считать задачу плоской,
секторного магнитного Анализу фокусирующих свойств
поля.	секторного поля посвящен ряд иссле-

дований [23].

Вначале рассмотрим чисто геометрически ход ионного
луча для случая секторного поля. На рис. 31 представлен

Рис. 31.

известный уже нам ход ионных лучей в магнитном поле
тс-радиан.

Представим теперь, что магнитное поле имеется только
внутри сектора с углом раствора Фг Вне магнитного поля
ионы будут двигаться прямолинейно. Из приведенного по-
строения ясно, что, переместив точечный источник в точку А,
расположенную на прежней границе поля, мы получим „ изо-
бражение u этого источника в точке Если магнитное поле
ограничено сектором Ф, то изображение точки А получается
в точке В, так как картина симметрична по отношению
к оси при этом точки Л, О, В лежат на одной пря-
мой р].

Обратимся к анализу свойств секторного поля с точностью
до членов второго порядка малости.

Будем полагать, что масса и скорости ионов, вступаю-
щих в нашу систему, могут варьировать вблизи некоторого
среднего значения. Тогда можно положить, что

Л4 = Мо(1+7),

,» = ®о(1 +₽)>

(46)

(47)

где 7 и р — величины <С^ 1.

Для нахождения траектории ионов мы должны следовать
обычным правилам: найти уравнения движения и исключить
из них время.

К

Рис. 32.

Выбор координатных систем указывает рис, 32. В области
магнитного поля напряженностью Н мы будем пользоваться
полярной (г, <р) и вне границ поля — прямоугольными систе-
мами координат (хр Ор д^) и (х2, О2, д/2).

Обратимся вначале к области II секторного магнитного
поля. Рассмотрим два ионных луча, падающих на левую
границу сектора по нормали в точке О2 и под некоторым
малым углом — в точке А/р
Уравнение последнего луча

о г
У1 =3*1 + «Л,

(48)

при этом «j 1 и O1N1 = yi	R—радиуса кривизны

траектории нормально падающего луча. Обозначим KN1 = r0
радиус кривизны траектории косо входящего в секторное
поле луча (на его левой границе). Очевидно, что

ГО = /?

(49)

Из уравнения (32) следует, что

= qH.	(50)

Дифференциальные уравнения движения в области сек-
торного поля могут быть записаны в следующей форме, если
ввести в рассмотрение угловую скорость со для движущихся
ионов:

-^(Mr^) = qvHr, (51)

л?г d2r Afo2 rj	/КОх

м = —----------qvH.	(52)

Интегрируя уравнение (51) в пределах от со0 (в точке
до со и от г0 до /*, получим:

2

0

о . Чи

со = соо

(53)

Ho

v

СОп = —

°	''о

или, учитывая (47) и (49), с точностью до малых второго
порядка, имеем:

/	V0 4

«о = >(1 + ?-^.	(54)

Так как рассматриваемые нами траектории близки к основ-
ной траектории радиуса /?, то радиус-вектор г можно пред-
ставить в виде:

г == R (1 + г),	(55)

где z 1.
Тогда отношение — = р < и квадрат этого отно-
г к (1 -р z)

шения, входящий в (53), будет равен с точностью до малых
второго порядка

г2

(56)

Подставляя в уравнение (53) найденные значения вели-
чин (54) и (56) и имея в виду (46), получим, пренебрегая
малыми второго порядка:

^0/110

ю = ^-(*4-Р —г)=37-

(57)

Дифференциальное уравнение (52) с учетом (57), (55),
(50) и (46) принимает вид:

+ Т(58)

) найдем

/о

Начальные условия при £=0 для ^ = г0 и (-
\ V

из (55), (49) и составляющей скорости (-т-)	=

\dt J%«мО

— «М» а
именно:

У?

(59)

dz\
di)о

(60)

Решением дифференциального уравнения (58) с учетом на-
чальных условий (59) и (60) будет функция

-R- ais*n^

+ (Р + к)Г1 — cos~^

(61)

Для получения уравнения траектории ионного луча в сек-
торном магнитном поле надо из уравнения (61) исключить
время.

Тогда, имея в виду, что р 1 и z 1 в уравнении (57)
и учитывая, что при t==0 и с = 0, получим:

v0 ’

(62)
Подставляя (62) в (61), имеем с учетом (55) уравнение
траектории ионного луча в секторном поле:

r = R

COSO
i

— 04 sin о + (p+f) (1 — cos o)

(63)

Из этого уравнения для о = Ф, т. е. на правой границе
сектора мы найдем данные для составления уравнения ионного
луча в области /// (за границами сектора).

При ср = Ф

r = R^yl	(64)

Таким образом, можно указать положение точки/V2 (рис. 32)
выхода ионного луча из секторного поля.

Из (63) и (64) следует, что

— 04 sin Ф + (Р +1) (1 — cos Ф) .

(65)

Угловой коэффициент луча в области /// найдем
из условия:

__/1 dr\ ____ 1 /dr\

0(3 \v dtjN* R\dv)v=Q'	' '

Дифференцируя (63) и подставляя в (66), получим для угло-
вого коэффициента луча, выходящего из сектора, значение:

а8 =	sin Ф — 04 cos Ф. (67)

Уравнение луча в области /// имеет вид:

У 2 =У2 + а2Х2‘	(68)

Таким образом, мы можем дать полное уравнение ионного
луча в выбранных нами трех областях, однозначно связанных
друг с другом:

область /:

V1 = а1Х1

область //:

r = R -5-cos » — «1 sin ?(Р + If) (1 — cos <р) ;

(69)

область ///:

У 2 =	+ <*2X2-
К

с

Все коэффициенты здесь известны. Перейдем теперь
исследованию полученных траекторий.

Пусть ионный источник находится в области I в точке
координатами

*1 = 71»

Тогда уравнение (48) падающего ионного
записать в виде:

л = А) + ^1-

При

о

*! = О и уг = yt:

луча можно

(70)



(71)

Тогда, подставляя (71) в (65) и (67), получим уравнение
луча, выходящего из секторного поля в области ZZZ, в виде:

У2 = а1

+ 7? (Р + 7) 1 — cos Ф4

(72)

Если в области III существует точка, в которой соби-
раются ионные лучи, входящие в секторное поле с различ-
ными значениями угла ар то это означает, что в данной
точке координата у2 не должна зависеть от ар Пусть абсцисса
точки, которую мы ищем, х,2 = /2.

Тогда в уравнении (72) для х2 = /2 мы должны прирав-
нять нулю коэффициент при ар т. е. положить

а	*1 •

COST----5- sin

Отсюда

(73)

— R $5пФ — /, cos Ф — /а

Введем в рассмотрение величину

g = R ctg Ф.
Тогда

'Л - R2 „
Lr-n- =g-

(74)

2
Смысл величины g можно выяснить, допустив, что ионный
источник находится в бесконечности. Тогда при /1 = оо
находим из (75), что

т. е. g есть расстояние от заднего фокуса нашей собираю-
щей системы до задней границы секторного поля.

Аналогично, полагая, что изображение при некотором
оказывается в бесконечности (Z2 = ос), находим из (75), что
в этом случае l{=g, т. е. g есть расстояние переднего
фокуса нашей собирающей системы от передней границы
секторного поля.

Наша ионнооптическая система эквивалентна оптической
собирающей толстой линзе, если, как показано на рис. 33,
развернуть траекторию в прямую.

Введем в рассмотрение главные точки и главные плоскости
системы. Главные точки и К2 являются пересечением глав-
ных плоскостей с главной оптической осью. Главные точки
обладают тем свойством, что лучи, проходящие через них,
параллельны. Далее, предмет, помещенный в одну главную
плоскость, дает изображение, расположенное в другой глав-
ной плоскости, с увеличением, равным единице.

Найдем положение главных точек нашей системы, от ко-
торых должно отсчитываться главное фокусное расстояние.
Поместим ионный источник в /С2, тогда изображение его
получится в точке К2. Из уравнения (72), учитывая отсут-
ствие бокового смещения, имеем для x = h:

= я (Р +1)

+

(76)

Так как линейного увеличения нет, то

и Ь1 — Ь.2 = Ь.

Тогда из (76) находим абсциссу правой главной точки К2,

h = -Rtg^-.

(77)

Знак минус указывает, что главная точка К2 лежит влево
от начала координат О2 на расстоянии h. Подставляя в урав-
нение (75) значение l2 = h и используя (77), мы найдем,
что главная точка расположена справа от начала коор-
динат Ор также на расстоянии х{ = — h.

Фокусное расстояние / нашей системы мы найдем, как
расстояние от главного фокуса до главной точки системы.
Другими словами, нам следует сложить абсолютное значение
отрезков g и h (см. рис. 33). Тогда

причем

/1=/2=/.

(78)

Теперь уравнению (75) можно придать более знакомую
форму:

(4 —g)=/2.	(79)

Это — формула собирающей линзы в ньютоновской форме,
где — g и /2 — g—расстояния от источника и его изо-
бражения до фокусов.

Если положение источника и его изображения отсчиты-
вать от главных точек, то формула (79) может быть запи-

сана в виде:

(80)

Главный фокус в системе координат х2О2у2 имеет абсциссу
*r = g. Найдем ординату yF главного фокуса.
Из (72) с учетом (74) находим:

yF = R (? + 7).

(81)

Эта формула наглядно показывает, что нашей системе
присуща хроматическая аберрация, ибо положение фокуса зави-
сит от значения массы и скорости ионов.

Наконец, мы можем вычислить ординату Ь2 изображения,
даваемого нашей системой.

Из уравнения (76), подставляя абсциссу 1.2 и используя
(74), (78) и (79), находим „ширину" изображения:

^=/?(? + т)+^(₽+т)-^)/4т-	(82)

Эта формула дает зависимость ширины Ь2 изображения
линейного источника, при начальной его ширине в зави-
симости от неоднородности по массе ? и скорости |Э ионов,
а также в зависимости от оптических данных секторного

поля.

Вычислим дисперсию по массе для секторного поля.
Согласно (42) и (46), имеем:

db2

Из (82), дифференцируя, получаем:

Дм = R (1 4~ 7	•

В случае нормально падающего луча

(83)

(84)

A—g=f

и Ддг = 2/?,

или, согласно (42),

db2 _ 2R
лм~ м'

т. е. дисперсия убывает с ростом массы ионов.

Следует помнить, что мы игнорировали малые второго
порядка. Поэтому в выражение дисперсии не входит угол
раствора ионного пучка.

Если Z1=0, т. е. ионный источник находится на левой
границе сектора, то из (75) следует, что и /а = 0.

Из (74) и (78):

g=/cos<J>.	(85)
Из (79) для /j =/2 = 0 имеем:

собФ= 1

или

Ф = к радиан.

Магнитное поле z-радиан является, таким образом, част-
ным случаем секторного поля.

Для произвольного секторного магнитного поля с Ф
в общем случае асимметричного расположения ионного источ-
ника и его изображения имеет место зависимость

(^i Si) S%) — fif2’

(Ь6)

причем с точностью до малых второго порядка осуществляется
фокусировка по углу ионов с одинаковым значением импульса.
Система эквивалентна толстой оптической собирающей
линзе в сочетании с призмой, имеющей преломляющий угол Ф.

§17. Новый принцип фокусировки ионов с помощью
секторного магнитного поля

Рассмотренный выше метод фокусировки использовал сек-
торное магнитное поле с плоскими границами, согласно клас-
сической схеме рис. 34. При этом возможно было осущест-
вить фокусировку с точностью до малых второго порядка

Более совершенную фокусировку, вплоть до членов тре-
тьего порядка малости, удалось осуществить с помощью
секторного поля, положив в основу иной принцип и полно-
стью отказавшись от обычного хода ионного луча.

Прежде всего, была правильно сформулирована сама про-
блема. Вместо исследования фокусирующих свойств магнит-
ных анализаторов заданного типа при неизменной схеме хода
лучей была поставлена задача: найти форму ]раниц магнит-
ного поля, обладающего более совершенной фокусировкой.

Результаты ряда недавних теоретических исследований [2б]
показали, что обычное магнитное секторное поле оказалось
возможным использовать значительно целесообразнее и полу-
чить при этом более совершенную фокусировку ионов.

Обратимся к существу нового принципа. Рассмотрим
плоское сечение секторного поля (рис. 35).

Рис. 35. Идеально фокусирующее секторное
поле.

Пусть точечный ионный источник А дает ионный пучок
с большим углом раствора <о. Выясним, какую форму должны
иметь границы симметричного сектора для получения идеаль-
ной фокусировки пучка в точке В.

Для ионного луча, составляющего угол 0 с направле-
нием АВ, мы можем найти такую точку падения (х, j/) на
левой границе сектора, чтобы, двигаясь в пределах симмет-
ричного сектора по дуге радиуса р, луч попал в точку В.
Из рис. 35 следует, что

(87)

С другой стороны, из треугольника PDOf

— Д’2

(88)

Таким образом,
Точки, удовлетворяющие условию (89), образуют криво-
линейную границу секторного поля, имеющую точку перегиба.

Для разных значений отношения р а формы границы
секторного поля, обладающего свойствами идеальной фоку-
сировки, показаны на рис. 36.

Рис. 36.

Если варьировать границы магнитного поля, то будет
меняться и положение точки изображения. Поэтому, заменяя
криволинейную поверхность границ идеально фокусирующего
поля плоской границей, мы неизбежно получим аберрацию
изображения.

Известный нам случай использования секторного поля
(§ 16) представляет замену идеально фокусирующего поля —
полем, границы которого выбраны в соответствии со схемой
рис. 37. Плоская граница поля служит касательной в точке Р
к идеальной границе и пересекает вершину сектора О.

Исследование показало, что значительно лучшим прибли-
жением является замена криволинейных границ плоскими
в соответствии со схемой рис. 38. Здесь плоская граница
является касательной к идеальной границе в точке перегиба.
Падающий пучок имеет косой вход в магнитное поле, а вер-
шина сектора О' не совпадает уже с вершиной О идеального
сектора и не лежит на прямой АО,
Таким образом, можно исключить аберрацию второго по-
рядка, сохраняя плоские границы секторного поля, и иметь
фокусировку вплоть до членов третьего порядка малости.

Дисперсия, которой в этом случае обладает секторный
магнитный анализатор (рис. 39), составляет от 60 до 9О°/о

Рис. 37. Выбор плоской границы
сектора обычного типа.

Рис. 38. Выбор плоской границы
сектора нового типа.

от дисперсии обычного сек-
торного анализатора. Одна-
ко существенный выигрыш
получается в удельной дис-
персии, так как уменьшится
ширина линии (изображе-
ния).

Дальнейшие исследова-
ния [26] показали, что мож-
но удачным образом соче-
тать оба принципа исполь-
зования секторного поля.
Такой асимметричный сек-
тор составлен из двух час-
тей: обычного сектора (сле-
ва от оси Оу) и сектора,
соответствующего случаю
более совершенной фокуси-
ровки (справа от Оу). На

рис. 40 даны три формы
таких полей.

При практическом ис-
пользовании секторного ана-

лизатора не всегда можно

ограничиться анализом пло-
ской картины, если ионный

источник дает пучок, имею-

щий угол расходимости в двух измерениях.

Поэтому абер-

рация может быть обусловлена также конечной шириной
пучка в направлении силовых линий магнитного поля (длин-

ная щель).

Общие условия фокусировки по углу в двух измерениях
рассмотрены в ряде работ [27]. Мы, однако, не будем оста-
навливаться на их изложении, учитывая, что для обычной

масс-спектроскопии фокусировку ионов можно считать пло-

ской задачей.
Рис. 40. Секторные анализаторы комбинированного
типа.
§ 18.	Геометрическое построение хода ионных лучей
в секторном поле

Пусть на грань О'С' сектора с углом раствора Ф падает
ионный луч АС' (рис. 41). Найдем изображение В точечного
источника А ионов.

Рис. 41. Построение хода лучей в секторном
анализаторе.

Проведем нормаль к грани сектора в С'. Из А восстано-
вим перпендикуляр, пересечение которого с нормалью обра-
зует точку А'. Это—„эффективное" положение источника,

изображение которого мы получим известным построением
для нормально падающего луча. В области сектора радиу-
сом р, вычисленным согласно (32), проводим дугу C'D'.
Центр О' кривизны будет вершиной „эффективного" (для
нормального хода лучей) сектора.
Проводим AfOr. Направление выходного луча в D' есть
касательная к дуге. Проводим в D' нормаль к грани сектора
и находим точку В' пересечения этой нормали с прямой А'(У.
Точка В' есть изображение „ эффективного" источника А'.

Опуская из В' перпендикуляр на луч, находим изобра-
жение В точечного ионного источника А.

Для случая косого хода луча „теорема о прямой" спра-
ведлива лишь для „эффективного источника и изображения".

На рис. 42 дано построение хода ионных лучей для слу-
чая, когда ионный источник и его изображение целиком
лежат внутри сектора. Это означает, что сходящийся ионный
пучок будет рассеиваться таким полем, а внутри области
сектора будет иметь место „фокусировка" в точке С.

§ 19.	Общие замечания о фокусирующем действии
магнитного поля

1.	Ионы, движущиеся в магнитном поле, следуют по
траекториям, отличающимся от хода лучей в соответствую-
щей оптической системе. Лишь конечные результаты позво-
ляют говорить об эквивалентности этих систем. Результирую-
щее действие магнитного поля на ионный пучок соответ-
ствует результирующему действию оптической системы на
световой луч.

Поэтому для магнитных систем принято говорить о „квази-
оптической аналогии" в отличие от электрических систем,
аналогичных и по „конечному" результату и в отношении
хода лучей.

2.	Преломляющее действие магнитных призм и линз
определяется импульсом иона. Слабо расходящийся ионный
пучок фокусируется по направлению секторным магнитным
полем для угла раствора сектора Ф тс.

§ 20. Секторное электростатическое поле

Рассмотренное в § 4 поле цилиндрического конденсатора
с углом раствора тс/]/ 2 является частным случаем сектор-
ного электростатического поля.

Анализ свойств секторного электростатического поля
с углом Фе и радиусом траектории ре полностью аналогичен
рассуждениям, проведенным выше (§ 16).

6 Зак. 3890. Г. Р. Рик.
Можно утверждать, что секторное электрическое поле
может фокусировать по направлению ионный пучок опре-
деленной энергии с малым углом раствора для любых зна-
чений Фе.

Для построения хода лучей необходимо принять, что
угол сектора равен Фе]/2, а радиус кривизны траектории
сектора равен ре/У~2 (рис. 43).

Рис. 43. Секторный электростатический
анализатор.

Данная система эквивалентна оптической линзе в сочета-
нии с призмой, преломляющий угол которой равен ФеУ2.

Подсчет дает фокусное расстояние линзы

е

У2'sin У2 Фе
Расстояние от фокуса до границы сектора

Ctg/2 4>e

и расстояние от главной плоскости до границы сектора

(90)

(91)
Если в такое электростатическое поле входят ионы раз-
личной энергии

g = g0 (1 + 6),	(93)

где 8	1, то угол ае, под

ионы, оказывается равным

которым выходят из этого поля

(94)

§21. Совместное действие электрического и магнитного
полей на ионный пучок

Сопоставляя свойства электрических и магнитных полей,
можно утверждать, что общая задача масс-спектроскопии
может быть решена совместным применением электрического
и магнитного полей.

Так, для поперечных полей
ионы с q = const претерпе-
вают отклонения

Мы имеем систему двух
уравнений с двумя неизвест-
ными: М и v. Из этих уравне-
ний можно найти массу М.

На рис. 44 дана зависи-
мость и 0wl, возникающая
при совместном решении этих
уравнений при определенных
начальных условиях.

Кривая 1:Mv* = const ука-

Рис. 44.

зывает, что для ионов одинаковой энергии электрическое поле

не обладает дисперсией по массе, но в магнитном поле эта

дисперсия имеет место.

Кривая 2: Mv = const указывает, что для ионов одина-
кового импульса дисперсией по массе обладает лишь элек-
трическое поле.

Кривая 3: v = const для ионов различной массы связы-
вает линейной зависимостью 9е и 9Wi.
Кривая 4. Для ионов с М = const, но различной ско-
рости, мы в данных осях получим параболу, каждая точка
которой соответствует определенному значению скорости.

Было найдено большое число различных комбинаций по-
лей, решающих задачу о нахождении массы иона. Многие
эти системы были созданы чисто опытным путем.

§ 22. Практическое осуществление
ионнооптических систем

Проведенное выше рассмотрение ионнооптических свойств
электрических и магнитных полей основывалось на ряде до-
пущений. Так, мы считали, что:

1)	нет взаимодействия ионов в пучке;

2)	отсутствует объемный заряд ионов;

3)	отсутствует рассеянное магнитное поле;

4)	фокусировка ионов может рассматриваться как плоская
задача;

5)	отсутствует рассеяние ионов в остаточном' газе, т. е.
в приборе имеется абсолютный вакуум.

Тонкие пучки ионов, с которыми мы имеем дело, могут
изменить свою геометрическую конфигурацию в результате
значительных сил взаимного электростатического отталкива-
ния. Расчет показывает [23J, что для этого необходимо иметь
плотность ионного тока в пучке около 10”* а)мм*.

Для пучка с поперечным сечением 10Х0»2м это будет
отвечать силе тока 2 • 10~7 а. С такими ионными токами
приходится сталкиваться только в немногих системах, кото-
рые предназначены для обогащения изотопов или в отдельно
взятых источниках ионов. Поэтому в подавляющем большин-
стве случаев электростатическим расталкиванием ионов в пучке
можно пренебречь. Силы взаимодействия параллельных ион-
ных лучей в пучке, обусловленные собственными магнитными
полями, пренебрежимо малы.

Наличие объемного заряда приводит к искривлению ион-
ных лучей по параболическому закону. В результате поло-
жение объекта А (источник ионов) перемещается ближе
к магнитному анализатору (Л' рис. 45). Изображение полу-
чается на большем расстоянии в точке В'. Объемный заряд,
помимо этого, будет искажать электрическое поле внутри
прибора, т. е. нарушать фокусировку.
Более существенное значение имеют рассеянные поля,
особенно магнитные [29]. Чтобы создать резко спадающее по
напряженности магнитное поле, необходимо иметь межполюс-
ный зазор много меньше пути ионов в поле. Тем не менее

Рис. 45. Влияние объемного заряда.

Рис. 46.

расстоянии за ними.

за границею полюсов всегда имеется рассеянное поле, кото-
рое приходится учитывать. Граница магнитных полюсов дол-
жна быть расположена внутри сектора
(рис. 46).

В первом приближении можно счи-
тать, что контур полюсов должен от-
стоять от контура сектора на вели-
чину й, равную

A = 0,7dH-0,8rf,
где d — межполюсный зазор.

Таким образом, мы вводим эффек-
тивное магнитное поле, распростра-
няющееся за границы полюсов и как
бы резко обрывающееся на некотором
Здесь и проходят границы сектора.

Наличие рассеянного поля компенсируется этим путем
лишь в первом приближении. Трудность состоит в том, что
рассеянное поле не только меняет преломляющие свойства
сектора, но и изменяет положение плоскости изображения. При
этом расстояние от источника ионов до его „изображенияи
зависит от угла е между нормально идущим лучом и экви-
потенциальными линиями рассеянного поля (рис. 47). Оно
может быть как больше, так и меньше расстояния, найден-
ного без учета рассеянного поля. Перемещая полюсы магнита
в направлениях, указанных на рисунке стрелками, мы можем
менять величину угла е и тем самым производить тонкую
регулировку нашей фокусирующей системы для компенсации
действия рассеянного поля. Желательна такая конструкция
магнита, которая позволяет поворачивать один из полюсов
для плавного изменения
угла е.

Известное практиче-
ское правило состоит в
том, что вершина сектора,
стягивающего фактиче-
ские полюсы магнита, ле-
жит выше прямой, соеди-
няющей источник и его
„ изображениеи.

Следует указать, что
применение различных со-

Рис. 47.	леноидов без железного

сердечника в качестве
магнитных систем [30J дает еще более интенсивное рассеянное
поле. Поэтому, отказываясь от железа в магнитных цепях,
мы избегаем гистерезиса, но осложняем компенсацию искаже-
ний, вносимых рассеянными полями.

Молекулярное рассеяние ионов в приборе может иметь
место только при давлении, большем 10"6 мм Hg. Сечение
рассеяния равно а=1,2-10-14 гл/2, что дает в этих усло-
виях средний свободный пробег ионов \ == 350 см. Обычно дав-
ление в анализаторе составляет 10-7 мм Hg и рассеяния нет.
ГЛАВА IV

ИОННЫЕ ИСТОЧНИКИ ДЛЯ МАСС-СПЕКТРОСКОПИИ

§ 1.	Общие требования к ионным источникам

Ионные источники, применяемые в масс-спектроскопии,
должны удовлетворять целому ряду требований, вытекающих
как из свойств анализирующих систем, так и из существа
поставленной задачи. Эти требования в значительной мере
противоречат друг другу. Поэтому при конструировании
источника обычно приходится вставать на путь компромисса.
Мы укажем вначале наиболее общие требования, которым
должен удовлетворять ионный источник, используемый для
обычных масс-спектроскопических исследований.

1.	Ионный источник должен давать пучок ионов строго
определенной геометрической конфигурации. Сечение пучка
должно быть прямоугольным с отношением сторон, примерно
100 : 1 (~ 10 X ОД мм). Угол расходимости пучка не должен
превышать 1°.

2.	Ионы, входящие в состав пучка, должны обладать
одинаковой энергией.

Для простейших устройств, предназначенных для изучения
изотопного состава, однородность по энергиям должна вы-
полняться с точностью до десятых долей процента.

Для прецизионного определения масс в ряде случаев при-
ходится прибегать к специальным фильтрам скоростей (§ 12).1

3.	Сила ионного тока должна быть не менее 10"11 а и
оставаться неизменной в течение всего времени проведения
опыта — обычно нескольких часов. В случае использования
системы для количественного разделения изотопов сила ион-
ного тока в пучке должна быть увеличена на несколько по-
рядков.

Минимальная сила ионного тока в пучке определяется
типом регистрирующей системы. Стабильность ионного тока
во времени особенно существенна при электрических методах
регистрации.

4.	Ионный источник должен быть универсальным, т. е.
допускать получение ионов возможно большего числа веществ:
газообразных, жидких и твердых.

5.	Источник ионов должен расходовать минимальное ко-
личество исследуемого вещества. Это требование особенно
существенно при анализе искусственно получаемых изотопов,
которыми можно располагать обычно лишь в очень малых
количествах.

6.	Эффективность т; ионизации, под которой мы будем
понимать отношение числа ЛГ+ ионов, созданных в источнике,
к общему числу /Vo взятых нейтральных атомов:

^ = ^10°%,
должна быть наибольшей.

В зависимости от исследуемого элемента и типа приме-
няемого источника величина т] колеблется в широких преде-
лах от 20 до 10“20/с.

7.	Существенным требованием является чистота пучка
в отношении масс. Это означает, что источник не должен
практически создавать никаких ионов, кроме тех, которые
принадлежат исследуемому образцу. Такая опасность всегда
существует в установке, так как в современных высокова-
куумных насосах применяются либо ртуть, либо органические
масла, ионы которых способны создать сильный фон на шкале
масс. Частично это требование решается средствами вакуум-
ной техники (тщательное обезгаживание всего прибора, при-
менение ловушек с жидким воздухом и т. д.). Частично эту
задачу необходимо решать надлежащим выбором типа самого
ионного источника. Так, источник с образцом в твердой
фазе не создает ионов ртути даже в присутствии ее паров
в источнике.

8.	Давление в анализаторе во избежание рассеяния ионов
не должно быть выше 10-6 мм Hg. В связи с этим в источ-
нике, отделенном от анализатора входной щелью, нельзя до-
пускать давление выше 10~4—10~б мм Hg. В противном
случае созвать необходимый перепад давления по обе сто-
роны щели будет возможно только при значительном умень-
шении ее размеров, т. е. за счет потери интенсивности самого
пучка.
§ 2.	Возможные методы ионизации в источниках

Процесс ионизации атомов не вызывает затруднений при
его осуществлении. Однако с учетом перечисленных выше
условий выбор метода ионизации для источника становится
иногда сложным.

В настоящее время применяются следующие методы для
получения положительно заряженных ионов:

1)	газовый разряд при пониженном давлении,

2)	высокочастотная искра в вакууме,

3)	ионизация исследуемого газа (пара) медленными элек-
тронами,

4)	получение ионов из раскаленных солей,

5)	поверхностная ионизация на раскаленном металле (пла-
тина, вольфрам).

Обратимся к рассмотрению типовых ионных источников.

§ 3.	Каналолучевые источники

Классический метод получения каналовых лучей в раз-
рядной трубке низкого давления позволил провести первые
успешные опыты по методу парабол.

Первый ионный источник представлял собою обычную
разрядную трубку с двумя впаянными электродами. Катод
был изготовлен в виде длинного цилиндра и снабжен вдоль
оси сквозным капиллярным каналом, диаметром около 1 мм
(рис. 74).

Общее напряжение, наложенное на разрядную трубку, со-
ставляло 30—50 кв.

Процесс образования ионов в разрядной трубке общеиз-
вестен и мы на нем не останавливаемся. Укажем только, что
электрическое поле в данном источнике выполняет две
функции: создает ионы и сообщает им необходимую энер-
гию.

Изучение подобного источника показало, что в качестве
высоковольтного устройства целесообразно использовать ин-
дукционную катушку. Было также найдено, что установка
капилляра внутри источника весьма сложна и существенно
влияет на интенсивность пучка. Ионный ток достигал 1 мка,
но не был стабильным. Расход газа, вводимого в источник
при давлении	10~2 мм Hg, сравнительно велик.
нас элемент

Рис. 48. Ка-
налолучевой
источник.

1— анод, 2—ка-
тод, 3— к высо-
кому вакууму.

Были предприняты неудачные попытки сфокусировать
пучок электронов, выбиваемых из катода, для повышения
силы ионного тока. Через тонкий узкий капилляр в катоде
удается провести лишь ничтожную часть ионов, созданных
в области разряда. Недостатком этого источника является зна-
чительный разброс ионов по скоростям. В источнике можно
анализировать лишь газообразные вещества и пары сравни-
тельно летучих соединений. Во многих случаях присутствие
паров исследуемого вещества неблагоприятно отражается на
устойчивости газового разряда (метан, углекислый газ). Неко-
торые пары металлических соединений (например карбонат
никеля) в условиях разряда разлагаются, и интересующий
(никель) садится на стеклянную стенку в виде
металлического слоя, практически не образуя
ионов.

В отдельных случаях, например для ВН3,
эффективность ионизации ничтожно мала.

Появление ускорителей дало новый толчок
развитию этого типа источников. Конструиро-
вание их шло применительно к требованиям
этих систем в основном в двух направлениях:
1. Были созданы высоковольтные источники
с холодным катодом [81j более совершенного
типа.

Ионный ток достигал 1 ма, разброс скоро-
стей был попрежнему велик, расход газа до-
стигал 0,1 г[час. Разряд осуществлялся между
торцами двух коаксиальных цилиндров, один из
которых, катод, имел в основании отверстие
диаметром около 1 мм (рис. 48).

2.	Другое направление работ [32] привело к так назы-
ваемым низковольтным каналовым источникам с горячим ка-
тодом.

При давлении 10~а —10~3 мм Hg и напряжении 1000 в
благодаря горячему катоду удалось осуществить разряд и
получить ионные токи (на протонах) до 200 мка. Эффек-
тивность т] = 0,15%. Источники требовали большой скорости
откачки.

Каналолучевые источники представляют интерес в масс-
спектроскопии при решении задачи о количественном разде-
лении или обогащении изотопов.
§ 4.	Низковольтные капиллярнодуговые
источники

В этих источниках искусственно концентрируется дуговой
разряд при сравнительно низком давлении (10~2 мм Hg).

Такой источник [38] схематически показан на рис. 49.

Между горячим катодом и анодом возникает дуговой
разряд, при силе тока от 0,2 до 2,0 а. Исследуемое веще-

ство используется в виде газа или
в виде твердого образца, поме-
щаемого ниже защитного экра-
на S.

Назначение экрана — устранить
возможность распространения ду-
гового разряда.

Ионы, возникшие в области
дуги, ускоряются в направлении
твердого образца и ионизуют его.
Далее, с помощью системы элек-
тростатических линз происходит
фокусировка ионного пучка.

Эффективность для газооб-
разного водорода достигает 10%.

Общий ионный ток составляет
обычно несколько миллиампер.
Расход исследуемого вещества не-

Рис. 49. Капиллярнодуговой
источник.

1 — катод, 2— анод, 3—экран,
4—первая линза, 5— образец.

значителен. Основное достоинство — сравнительно небольшой
разброс ионов по скоростям, достигающий 0,5%.

Существенный интерес представляет источник [84], пока-
занный на рис. 50.

Он был использован в установке для анализа и разделе-
ния изотопов (§ 6 гл. IX).

Собственно ионный источник снабжен системой электро-
статических линз, общее напряжение питания которых дости-
гает 70 кв. Такое высокое напряжение выбрано для повыше-
ния эффективности фотографической регистрации ионов.

Ионный ток для газообразных образцов BF8, СС14, СО2

в смеси с некоторым количеством аргона достигал несколь-
ких миллиампер, причем существенное значение приобретал
объемный заряд самих ионов.
Капиллярнодуговые источники более сложны и требуют,
как правило, применения высоковольтных электростатических

Рис. 50. Мощный капиллярнодуговой
источник.

/—исследуемый газ, 2 — собственно источник,
3—ускоряющий потенциал, 4—высокое напряже-
ние на линзы, 5— линзы, б—приспособление для
стабилизации режима.

фокусирующих линз. При этом возникает необходимость
применения сильных магнитных полей для последующего
анализа ионов по массам.

§ 5.	Высокочастотный искровой источник

Для анализа ряда металлов был разработан ионный ис-
точник с высокочастотной искрой в вакууме [8б]. Общая
схема источника приведена на рис. 51.

Между двумя электродами в высоком вакууме, с помощью
обычного высоковольтного выпрямителя, создавалась разность
потенциалов около 20 кв. Последовательно в цепь источ-
ника постоянного напряжения через индуктивный контур
вводилось высокочастотное напряжение от трансформатора
Тесла. При этом в настроенном контуре источника возникал
искровой разряд между электродами.

Рис. 51. Источник с высокочастотной
искрой.

Исследуемые образцы либо сами служили электродами,
либо наносились на другие электроды в виде пасты. Таким
путем были получены ионы самых тугоплавких металлов.

§ 6.	Источники с ионизацией медленными
электронами

Газы или пары могут быть эффективно ионизованы с по-
мощью электронов с энергией в несколько десятков элек-
трон-вольт.

Источники ионов, использующие этот принцип, широко
применяются в масс-спектроскопии. На рассмотрении их мы
остановимся более подробно.

Основными элементами источника являются: 1) атомный
пучок, 2) электронный пучок, 3) ионнооптическая фокуси-
рующая система.

Возможные ориентации атомного, электронного и ионного
пучков в источнике показаны на рис. 52.
Вероятность ионизации может быть описана отношением
линейных размеров d источника к средней длине свободного
пробега Л электрона.

Для высокого вакуума	мм Hg пробег к — 200 м.

Если принять 10 см, то вероятность ионизации будет
равна одному иону на 2000 электронов. Общее число соз-
данных ионов будет при этом мало.

Рис. 52.

В связи с этим, в источнике необходимо иметь давление
не менее 10~5—10~4 мм Hg.

Другая возможность повысить эффективность источника —
удлинить путь электронов. Это, однако, дает меньшую одно-
родность ионов по скоростям.

1. Атомный пучок. А. Газ. Для исследования газа не-
обходимо ввести определенный поток его в источник. При
этом надо обеспечить возможность плавной регулировки га-
зового потока, стабильность его во времени, возможно малый
расход газа.

При расчете газового потока приходится учитывать необ-
ходимость сохранения высокого вакуума в анализаторе. Для
этого ионный источник откачивается самостоятельным высо-
ковакуумным насосом, независимо от анализатора.

Обычно ввод газа в источник осуществляется через узкий
и длинный капилляр. По одну сторону капилляра находится
ионный источник, по другую — исследуемая порция газа при
некотором давлении. Общая схема дозировки газа, данная на
рис. 53, не требует пояснений.

Методам дозировки газа в источнике посвящен ряд спе-
циальных работ [86].

• К ионному

Рис. 53. Схема дозировки газа.

Газовый поток Q через капилляр длиною L и диаметром
D можно подсчитать по формуле Кнудсена. Если средний
свободный пробег молекул больше диаметра D отверстия,

~ г. D3 -.г- f	х

<3 = yr;- — V Pi (pi —pj кг сек,

О)

где Pi — плотность газа при давлении в 1 бар, рг и р2 — да-
вление у концов капилляра.

В нашем случае р2 = 0,01 -н 0,001 от pv т. е. можно
пренебречь.
Для подсчета необходимой скорости откачки высоко-
вакуумного насоса выразим поток в единицах объема V м^/сек

при давлении р2:

1/ —

Р1Р2
или

у= _£>3 _J_ Р1
3/2 L /Р1 Pi'

Величина

_ м
Р1“ 7? 7”

(2)

где М — масса молекулы, А?— универсальная газовая посто-
янная на одну молекулу.

Тогда

у — IL-	-£11/^ —-	(3)

3/2 L р2 Y М	J

Для 7'= 300°К получим:

ф = 2,25-^-р1]/\И Mzjuac,

V == 1,17 —	—1=- л-сек,

L рг V М '

(4)

(5)

где D и L выражены в миллиметрах, а рг— в сотых до-
лях им Hg.

Для капилляра длиною £=100 им, диаметром 0,1 мм
в случае напуска аргона (44 = 40) для рг = 10“2 им Hg,
р2= 10~б мм Hg поток равен:

013	1	1

У=1,17 —------!-----т=- = 0,2 л/сек,

100	10-5	/40	'

масса потока аргона в час:

Q= 2,25^-* 1/40; Q= 1,4 • 10-4 мг/час.

Необходимо учесть, что общее количество газа, подле-
жащего откачке, складывается из газового потока исследуе-
мого образца и газа, адсорбированного самим источником.
Доля газового потока, вводимого в источник, составляет
около 50°/о от суммарного количества газа, подлежащего
откачке. Современные высоковакуумные насосы полностью
обеспечивают требующуюся скорость откачки источника.

Следует указать, что процесс впуска газа через капилляр
в принципе может привести к ошибкам. Если в данном об-
разце имеются газы, отличные по массе, то диффундировать
через капилляр с большей скоростью будут, как показывает
уравнение (5), легкие фракции:

(6)

При работе самих диффузионных насосов легкая компо-
нента будет откачиваться быстрее. Это обстоятельство в неко-
торой степени компенсирует недостатки схемы напуска газа.

Б. Пар. С газообразными образцами мы имеем дело
лишь в немногих случаях. Область применения источника
может быть значительно расширена, если ввести дополни-

тельную процедуру — создание пара.

Некоторые элементы могут быть непосредственно пере-
ведены в парообразное состояние (Cd, Bi, Tl, Aq и др.).
Однако в большинстве случаев приходится прибегать к ана-

лизу летучих соединений интересую-
щего нас элемента. Наиболее удоб-
но использовать галоидные соеди-
нения.

При каких условиях может быть
получен в процессе испарения атом-
ный пучок? Техника атомных и мо-
лекулярных пучков освещена в ли-
тературе достаточно полно [87]. Мы
поэтому ограничимся самыми общи-
ми замечаниями [88j. Для большин-

Рис. 54.

ства галоидных солей достаточно

интенсивную струю пара можно получить при нагревании
образца до температуры 600—900° С в специальной печи.

Чтобы из печи (рис. 54) выходил атомный пучок, необ-
ходимо определенным образом выбрать размеры щели и
установить температурный режим.

Атомный пучок сохранит свою форму, если внутри потока
не будет столкновения частиц. Для этого необходимо выбрать
ширину щели d равной средней длине свободного пробега
частиц внутри печи.

7 Зах. 3890. Г. Р. Рик.
Если обозначить плотность пара внутри печи через v0 и
вне печи — через у, то

(7)

где 3 • 1014 — среднее значение коэффициента, который ко-
леблется для различных газов от 10й до 5 • 1011,

Плотность пара у вне печи есть функция координат
v = v (х, у, z). Очеыщю, что v < v0.

В случае пара вопрос о скорости откачки стоит менее
остро, так как частицы, не использованные в источнике, по-
просту конденсируются на стенках, не нарушая вакуума.
При этом возникает осложнение совершенно иного порядка —
электрические утечки в источнике.

Если Q — телесный угол, под которым площадь щели
видна в точке Л (л:, у, z), то

v(x, У, =

(8)

Для случая прямоугольной щели шириною Ь, ориентиро-
ванной вдоль оси у, причем b / — длины щели, при z Ъ

имеем:

а вблизи щели:

26z
х2 + z2

(9)

2 =





Для круглой щели даметром D при z D расчет дает;

_ _ кО2 z	1

4 (л^+у2 + Я/а 1

D2 z

V = Ул----------------qr .

016 (х2 4-у2 + ^)а/«

(Ю)

Обычно на пути атомного пучка стоит вторая диафрагма.
Это учитывается при расчете телесного угла.

Регулирование интенсивности атомного пучка осуще-
ствляется путем изменения температуры печи. Этот метод
в ряде случаев вызывает неудобства, так как при повышении
температуры интенсивно идет процесс диссоциации молекул.
Процент молекулярных ионов в пучке быстро уменьшается.
f. S*

99

2. Электронный пучок. Существенноезначение для свойств
источника имеет выбор энергии бомбардирующих электронов
и создание электронного луча в форме тонкой и узкой ленты.

Примем за основу рассмотрения взаимную ориентацию
атомного, электронного и ионного лучей, показанную на
рис. 53 d. Чтобы электронный пучок пересекал всю область
ионизации и для удлинения пути электронов в газе, приме-
няют вспомогательное магнитное поле. Напряженность его не-
сколько сот эрстед. Силовые линии этого поля ориентированы
приблизительно вдоль электронного пучка, поэтому электроны
движутся вокруг них по винтовым линиям. Рассмотрим в об-
щей форме движение электронов в источнике |39].

Выберем координатную систему в соответствии с рис. 55.

Проекция пути электронов на плоскость XOY есть цикло-
ида. Тип ее определяется начальными условиями. Уравнения
движения электронного луча в параметрической форме имеют
вид:

х = — sin (й — kt] -4-

А \ J 1

+ yG’o sin 2 — sln kt) + 7/ z + xo>

t	.	.	(11)

v = -£cos(2 — An—
J k	\	/

1 ( n , Et .Д Et, ,
— у I	cos S + cos А/) — -fjt-Yys,

eH

где k = —, e — заряд электрона (COSM), m— масса элек-
трона, В — угол между v0 и осью х.

Из уравнения циклоиды для очень малой начальной ско-
рости	находим величину й, на которую отклонится

электронный пучок от плоскости XOZ, и величину хс сме-
щения сечения пучка по оси х:

‘ = <12'

(13)

Шаг циклоиды Zl можно найти в виде:

=	(14)
*

где vz— составляющая начальной скорости электрона вдоль
оси z.

Таким образом, положение электронного пучка зависит от
напряженности полей Е: и И. Если = 300, то хе = 0,003 см
и h = 0,001 см.

Во многих случаях этим малым эффектом просто прене-
брегают. Величина z^ в этих условиях составляет несколько

Рис. 55.

миллиметров. Поэтому вдоль электронной ленты имеются не-
сколько узлов и пучностей.

Необходимая форма электронного пучка может быть соз-
дана чисто электростатическими методами. Энергия электронов,
используемых для ионизации, обычно не превышает 100 эв.
Сила тока в электронном пучке меняется в различных кон-
струкциях источников в широких пределах — от нескольких
микроампер до сотен миллиампер. Объемный заряд электрон-
ной ленты мало влияет на распределение потенциала, так как
он в значительной степени компенсируется зарядом возникаю-
щих вблизи ленты положительных ионов.

3. Ионный пучок. При давлении исследуемого газа
в источнике порядка 10~6 MMHg вдоль всей электронной ленты
происходит интенсивное образование ионов.
Последующая задача состоит в том, чтобы, не нарушая
режима электронного пучка, вывести из области ионизации
образовавшиеся положительные ионы и сообщить им опреде-
ленную энергию.

На рис. 56 схематически представлены в поперечном раз-
резе электроды источника, а также электронная лента. Диа-

Рис. 56, Схема газового источника.

фрагма Рх служит для вытягивания ионов из области иони-
зации электрическим полем Ех.

Диафрагма Р2 служит для ускорения ионов полем Е2 до
энергии обычно в 1000—2000 эв.

В электродах Рх и Р2 имеются узкие и длинные щели 5Х
и S2, через которые должен проходить ионный пучок. Пусть
х2— величина смещения щелей Sx и S2.

Рассмотрим ион, образованный в некоторой точке ,г0 элек-
тронной ленты [39].

При каких условиях этот ион, в присутствии вспомогатель-
ного магнитного поля И и электрических полей Ех и Е2
между электродами, сумеет пройти через обе щели Sx и S2?

Уравнения (И) применимы для описания движения ионов,
если ввести в них параметры иона (М, q, v).

Для данной задачи должны быть выполнены условия:

при t = 0 имеем Vo “ 0 и vQ = 0,
при t — tx имеем х = 0 и у s= dx.
Обозначим kt=ov Тогда из (И) имеем:

AlEt — Sin°i °i’
<7«2
COSa^l-Д.

q№

(15)

(16)

На рис. 57 даны графики, удобные для расчета вели-
чины xQ как функции массы М иона при различных полях.

Рис. 57. Зависимость от массы М иона
и полей Е и Н.

1 — в[см\ ^=0,1 см и //=4000 э;

2—2^=30 в[см\ ^=0,1 см и /7=2000 э.

При фиксированных полях Ех и Н ионы различной массы М
будут иметь разное х0.

Это означает, что при сравнении интенсивности двух
линий масс Л41 и М2 мы внесем ошибку, так как будем иметь
ионы, возникшие в разных точках x'Q и области иониза-
ции, где условия, вообще говоря, отличны (плотность элек-
тронов, давление газа, значение потенциала). Ионы, обладающие
одинаковым значением будут иметь идентичные пути
в источнике,
В тех установках, в которых роль вспомогательного поля И
источника играет основное магнитное поле анализатора, отно-
//2

шение = const. При этом, как видно из (15), х0 = const
для ионов различной массы. Однако обычно при изучении
масс варьируют электрическое поле в источнике, сохраняя
Н== const. Чтобы х0= const, в этом случае необходимо усло-
вие E1zW= const.

Вторым существенным фактором является угол $ выхода
иона из первой диафрагмы РР Он определяет и величину
смещения щелей х.2 и угол раствора а пучка при выходе из
источника.

Из уравнения (11) с учетом начальных условий имеем:

(17)

где — параметр, определяющий положение щели Sj [урав-
нение (16)].

Рис, 58,

Зависимость угла ф от параметра



дана на рис. 58.

Граничное условие для ионов, достигающих щелиир =

имеет вид:

-

1 ~ Z q№ ‘

(18)

Поля надо выбирать так, чтобы угол ф был наименьшим
и Ej мало.

Для dx — 0,1 см, Ej = 25 вДш, Н= 4000 э и М = 100
находим <р = 10°06'. Эффективная апертура равна 0,98.
Уравнения движения ионов между Рг и Р2 мы получим
из (11), подставляя выражение для ф и полагая, что 2 = 90 — ф;
*о = О и ^0 = ^1:

j^-b-sln2^ =
q№

=(-f;sin2^C0S3+ж~5,п’ + °- (19)
'qlP 1

Отсюда видно, что пути ионов с различным Mfq будут
лге2 е<
идентичны, если величины —и остаются во всех слу-
qH* Е2	j

чаях постоянными. Это справедливо, если для перехода к но-
вым значениям массы в приборе изменяется магнитное поле.
При вариации электрического поля необходимо, чтобы

Е1Л11 = Е2Л/2 для Н = const.

При этом существенно, что траектория ионов требует сдвига
щели в диафрагме Р2 на величину лг2 по отношению к диа-
фрагме Рр

Полагая лг = лг2 и y = dl-^d& находим из (19) значе-
ние х2.

Аналогично ф, можно найти угол а выхода ионного пучка

из источника:

+ d2

МЕ2
q№

x-2-q№'
лге2

(20)

где а2 — значение а при х = х2 (рис. 59).

Для М = 100, Н = 5000 a, rf2 = 2dx = 0,2 см,
имеем:

|* = 200

Ь2

xQ = — 0,012 см, ф = 10°06',

х2 = 0,0035 см, а = 1°30'.

Напряженность Ej вытягивающего поля всегда может
быть найдена из энергии ионов

q (Е^! -j- Е/2) = qU

и значения Е2/Ег

Наши расчеты не учитывали объемного заряда, создавае-
мого ионами. Влияние его рассматривается ниже (§ 8),
Характеристикой источников этого типа наряду с эффек-
тивностью является коэффициент полезного действия у- по

Рис. 59.

току: он равен отношению силы ионного тока /+, даваемого
источником, к силе ионизующего электронного тока:

и = ^ЮО°/о.

По порядку величины р.~Ю"2О/о.

§ 7.	Конструкции источников для анализа газов

Источники ионов с ионизацией газа медленными электро-
нами начали разрабатываться с 1922 г. Один из первых
источников этого типа [40] представлен на рис. 60.

Электроны, испускаемые катодом F, ускоряются до 100 в
сеткой Sp Сетка S2 служит для регулирования энергии
электронов и имеет потенциал, обычно меньший 100 в.
Образовавшиеся ионы вытягиваются слабым полем сеток S9S4
(Ед = 1 в/с^с) в направлении выходной щели. Эта простая
конструкция источника в последующие годы совершенство-
валась в различных отношениях!41],

Современный тип этого источника [42] изображен на
рис. 61. Он представляет жесткую конструкцию, смонтирован-
ную на флянце и вводимую внутрь трубы, служащей анали-
затором. Наличие вакуумного уплотнения позволяет осуще-

К Q.HQJlU3Q.mQpy

рне. 60. Первая конструкция
газового источника.

ствить простое крепление ис-
точника к трубе анализатора.
Подача газа осуществляется
через трубку внутрь области
ионизации. Область ионизации
ограничена прямоугольной ко-
робочкой S. Вблизи нее рас-
положен катод. Общий ток
электронной эмиссии составляет
0,5 ма. Через щель 0,5 X % мм
в боковой стенке этой ко-

робочки электронный пучок

75 мка) в виде тонкой
узкой ленты пересекает область

ионизации и попадает на анод Т. Вдоль электронной ленты

направлены силовые линии вспомогательного магнитного поля
(~ 200 ^).

Вытягивание ионов производится с помощью лигзы, обра-
зуемой диафрагмой и нижней стенкой электрода S через
щель 1 X 14 мм.

Вторая диафрагма J2, находящаяся на расстоянии 1 мм
от представляет собою две изолированные полукруглые
пластины. Одна из них присоединена к на вторую поло-
вину диафрагмы J2 подается напряжение, несколько отличаю-
щееся от напряжения на Jv Таким путем удается направить
ионы, вытягиваемые из области ионизации, на выходную
щель О3 размером 0,25 X 14 мм. Между щелями Ох и О3
находится отклоняющий конденсатор Z), с помощью которого
можно выключать ионный пучок, не нарушая общего режима
источника. Выходная щель заземлена. На катод дается по-
ложительный потенциал 2000 в.

Электрическая схема питания источника, предусматриваю-
щая стабилизацию его режима, рассматривается в § 2 гл. VII,
Источник этого типа обеспечивает хорошую однородность
ионов по энергии и дает для основного по распространен-
ности изотопа ток на выходе порядка 10”8 а. Коэффициент
полезного действия источника jx= 10~2 %.

окусировка ионного пучка на выходную щель, удобный
метод управления вытягивающим ионы полем, совершенная

Рис. 61. Современный газовый источник.

схема питания сделали эту конструкцию основной для ряда
современных приборов.

Применение спаев стекла с металлом (сплав „ковар")
позволяет осуществить прогрев всего источника и достиг-
нуть высокого вакуума (10“7 мм Hg) до начала измерений.

§ 8.	Источники для анализа паров исследуемых
элементов

Развитие источников с ионизацией медленными электро-
нами для случая парообразных образцов шло по двум напра-
влениям.
В одном случае процесс образования паров исследуемого
вещества осуществлялся внутри источника в непосредствен-
ной близости с электронным пучком.

В другом случае источник и схема напуска оставались
неизменными, а весь процесс образования паров осуществлялся
вне источника.

Источник первого типа был использован [43] еще в 1922 г.
для создания паров щелочных и щелочноземельных элементов.

Вода.

LI U

I Вода t

Рис, 62. Источник для анализа паров.

Печью служил небольшой железный цилиндр, нагреваемый
снаружи электрическим током (рис. 79).

Не останавливаясь на различных вариантах подобных
устройств, обратимся к рассмотрению источника [38], обла-
дающего двумя особенно ценными качествами: значительной
интенсивностью ионного тока (до 30 яка) и наличием высо-
кого вакуума.

Последнее обстоятельство допускает применение широких
выходных щелей.

Общий вид источника дан на рис. 62.
Исследуемый образец, например металлический висмут,
таллий или серебро, вносили внутрь печи О. Круглая диа-
фрагма была выбрана (§ 6) равной по площади 0,16 мм2.
Диафрагма 52 имела диаметр 20 мм. На расстоянии L = 80 мм
от атомный луч пересекал электронный луч. Последний,
благодаря особому вогнутому катоду, имел в сечении кони-
ческую форму. Сила электронного тока достигала 100 ма,
что вызывало необходимость охлаждения анода.

Расчет атомного пучка, даваемого печью, показал, что
в пространстве источника может быть достигнут хороший
вакуум при скорости откачки около 10 л в секунду. При
этом давление пара внутри печи будет в два раза больше
давления вне печи.

Можно произвести расчет интенсивности ионного пучка
и наивыгоднейших условий вытягивания ионов из области
ионизации.

Обратимся к рис. 63, на котором показаны условия вза-
имодействия атомного и электронного пучков.

Электроннм)
лучок

Рис. 63.

Полагая, что в месте скрещивания ширина электронного
пучка мала и что для малых углов а плотность v пара (для
г одинакова внутри области ионизации, можем напи-
сать, что

>(г) =

Т)“1

4rc2za
Число е пар ионов, созданных одним электроном на
пути будет равно

8 =

у*

где v* = 3,6 • 1018 частицам3 — плотность пара при / = 0°С
и давлении 1 мм Hg, $* — удельная ионизация электронов.

Очевидно, что сила /+ ионного тока, соответствующая
полному вытягиванию всех созданных в источнике ионов,
равна

Л = Ч,	(22)

где /_ — сила электронного тока. Но Zt = 22,tga.
Выбирая z = L, имеем:

/+ = Л -^v2Ltga,

или, подставляя значение v из (21), находим:

^2

Л- = ^- "тг vo 2nZ’ a>

(23)

Согласно (7),

3 • ЮН

 di  ’

s* 3-lQtMt

Ионный ток, таким образом, пропорционален ширине d^
щели.

Оптимальный выбор для dx = d2 дает:

tg а' = 2 tg a,

при этом

= / а* 3-10“

+	“	75

tg9a.

(24)

Коэффициент полезного действия ионного источника по
току |л оказывается равным:

|л = 3 • 10 tg2 a.

(25)
В случае tg а = 0,1,	= 10 и = 100 ма, для данного

источника

и = 3 • 10-4 = 0,03°/о

и ионный ток равен

/ = 30 мка.

Рассмотрим теперь ионнооптическую систему источника.
Она представляет собою ряд диафрагм с круглым отверстием
в центре, диаметром 35 лле, расположенных на расстоянии

0 2,5 18 2,5 10 к¥

Рис. 64. Распределение потенциала.

12 мм друг от друга. Распределение потенциала и напряже-
ния на диафрагмах указано на рис. 64. Эта система пред-
ставляет собою иммерсионную линзу.

Основным вопросом является нахождение величины на-
пряжения, вытягивающего ионы из области ионизации. Рас-
пределение потенциала определяется не только напряжением
на электродах, но и пространственным зарядом, созданным
электронами и ионами в области ионизации.

Если не учитывать рекомбинацию ионов и их перезарядку,
то уравнение Пуассона в координатной системе (рис. 65)
имеет вид:

d*y
d^

я

Г

I (?) — ? (*) ’
где

Л = 4гр-; В — 4кр-т- s* »	(27)

Р~ — плотность объемного заряда электронов, v~ — скорость
электронов.

Вводя плотность электронного тока в а/см* и Ut —
ударное напряжение в области ионизации, получим:

Для граничных условий ^(0) = 0, <р'(0) = 0 ищем реше-
ние уравнения (26) в виде

Тогда из (26) имеем:

<р (г) = — а2?8.

(29)

В отсутствие паров В = 0 и а2 = у. Для малых v (т. е.
п\ е А

Поэтому находим:

а = “?г

(30)

Из уравнения (29) находим вытягивающее напряжение:

иг = аЧ)\

(31)

где D—расстояние от области ионизации до вытягивающей
диафрагмы.
На рис. 66 дано распределение потенциала вдоль оси.
Вершина параболы лежит внутри области ионизации. При
(4 = 0 может быть использована только половина созданных
ионов. В данном источнике для ионов серебра:

/И = 100; /_ = 100 ма\ s* = 10; tga = O,l;

Находим:

628 I, = 4,5
Ущ * dD~~ dD ’

। i z- _ 0,41

’ d*D ~~ d*D ’

~ 0,15 .

a = —'

Ut=aW, ^ = 0,022-^-.

t/8 = 200 в.

(32)

(33)

Наилучшие результаты получим для d = D = 1 см. Тогда
U& = 0,022 CGSE = 7 в.

Если при £4 = const увеличить нагрев печи, то v воз-
растает, вершина параболы (рис. 66) сдвигается вправо, ион-
ный ток растет по закону /+ и не все ионы могут быть
вытянуты из области ионизации.

Вторая возможность исследования паров — создание их
вне источника — была использована при анализе изотопного
состава свинца [44]. При напуске пара извне возникает суще-
ственная трудность — необходимо поддерживать высокую
температуру вдоль всего пути к области ионизации. Это
может значительно удлинить срок тренировки всего прибора
для получения вакуума. Достаточно указать, что при работе
с PbJ2 предварительная откачка горячего источника зани-
мала 48 часов.

Целесообразный тип источника для исследования паров
должен выбираться в прямой зависимости от существа
задачи.

§ 9. Источник с качающимся электронным пучком

Для повышения эффективности и коэффициента полез-
ного действия у, источника был предложен метод качающе-
гося электронного пучка [46]. Принцип работы можно легко
усмотреть из рис. 67.

8 Зак. 3890. Г. Р. Рик.
Два катода одновременно или поочередно излучают элек-
троны. Катоды расположены по обе стороны полой анодной
коробочки. За катодами находятся экраны, несущие отрица-
тельный по отношению к катоду потенциал. Вдоль электрон-
ной ленты создается слабое магнитное поле. Электроны,

Ли

Рис. 67. Источник с качаю-
щимся пучком.

/—катоды, 2—отражающие экраны,
3—анод, 4—вытягивающая диа-
фрагма, 5—ускоряющая диафрагма.

мывается конфигурация

вышедшие из одного катода, ус-
коряются электрическим полем
анодной коробочки, проходят
внутри нее, ионизуя газ, и попа-
дают в тормозное поле встреч-
ного катода и экрана. Потеряв
скорость, электроны вновь увле-
каются внутрь анодной коробочки
и снова пересекают область иони-
зации. Исследование показало, что
в среднем каждый электрон со-
вершает несколько качаний меж-

ду катодами, прежде чем достиг-
нет анода. Таким образом удли-
няется путь, совершаемый элек-
тронами в газе, и возрастает ко-
личество образованных ионов.
Вытягивание ионов ведется с по-
мощью слабого электрического
поля в направлении, перпендику-
лярном к электронному потоку.
В этом источнике неизбежно раз-
электронного пучка. В результате

разброс скоростей ионов возрастает.

Воспользуемся расчетами, изложенными в предыдущем
параграфе.

Для рассматриваемого источника размер щели, служащей
для ввода газа в анодную коробочку, составлял d = 3 мм,
электронный ток /_. = 1 ма, длина пути /2 = 15 мм. Рас-
стояние от щели до электронного пучка z = 1 мм.

При этом

Vn к Ь
v= —arc tg Tr-
it ь

и

(34)
так как число качаний х приводит к пропорциональному уве-
личению пути электронов в области ионизации.

3* 10м

Подставляя v* = 3,6«1016 и v0 = —-?—, получим

|Л = 3 • 10"8s*z

(36)

Сравнение (36) с (25) показывает, что источник с качаю-
щимся пучком имеет коэффициент полезного действия, отли-
чающийся на множитель

-4- х : tg2 а > 1.
а о

(37)

По сравнению с источником, предназначенным для анализа
газов, метод качающегося пучка дает выигрыш в [а в 1,5—
1,7 раза.

Эффективность т] источника — фактор значительно более
существенный при анализе изотопов — мало возрастает. Та-
ким образом, весь „выигрыш" сводится к более экономному
расходу электрической энергии в источнике.

Источник с качающимся пучком особенно удобен в схе-
мах, использующих модуляцию интенсивности ионного тока.
Здесь источник может дать большой ионный ток в виде
импульса.

§10. Источники для анализа образцов
в твердой фазе

Термоионная эмиссия из ряда галоидных солей щелочных
металлов, а также серебра, свинца и кадмия исследовалась
целым рядом авторов [46’54].

Существенное значение имеет характер ионной решетки,
образующейся при кристаллизации этих солей. Различные
примеси, входящие в решетку, играют весьма важную роль
в механизме термоионной эмиссии. Как правило, наличие
примесей повышает интенсивность ионного пучка из нагретой
соли.

В целом, как показали многочисленные опыты, термо-
ионная эмиссия подчиняется закону Ричардсона. При этом
электронная и ионная эмиссионная способности солей обычно
оказываются закономерно связанными. Общим недостатком
этого способа получения ионов является непостоянство ион-
ного тока во времени.

Для разогрева солей в источнике могут быть использо-
ваны различные методы. Так, в капиллярнодуговых источни-
ках исследуемые соли помещаются вблизи области ионизации.
Однако в большинстве случаев нагрев исследуемых солей
осуществляется на какой-либо раскаленной металлической
поверхности или под действием электронного пучка.

При этом, помимо термоионной эмиссии, одновременно
имеет место иной механизм образования ионов — поверхност-
ная ионизация на накаленном металле. В ряде случаев оба
процесса ионизации оказываются тесно связанными и не всегда
удается однозначно интерпретировать механизм работы источ-
ника. Роль каждого процесса нередко зависит от режима
источника и характера исследуемых веществ.

Термоионной эмиссии и поверхностной ионизации посвя-
щена большая литература [47> 61], поэтому мы не будем зани-
маться рассмотрением этих вопросов. Укажем только, что
хорошо изучено явление поверхностной ионизации на раска-
ленном вольфраме, молибдене, тантале, никеле и платине.

Для процесса поверхностной ионизации с образованием
положительных ионов необходимо, чтобы потенциал иониза-
ции элемента был ниже работы выхода данной поверхности
(для вольфрама работа выхода равна 4,55 эв). В целом явле-
ние описывается известной формулой:

7е ът~	(38)

ga	1

где а — степень ионизации, представляющая собою отноше-
ние числа ионов, улетающих с поверхности металла, к числу
атомов, улетающих за то же время с той же площади;
V} — потенциал ионизации атомов, падающих на металл;
9 — работа выхода металла; gp и ga— статистические веса
ионного и атомного состояний; k — постоянная Больцмана;
Т—абсолютная температура.

Практически явление поверхностной ионизации успешно
используется для получения ионов щелочных, щелочноземель-
ных, редкоземельных и ряда других элементов. На поверх-
ность накаленного вольфрама или платины при этом нано-
сятся окислы или азотнокислые соли исследуемых элемен-
тов. 1 Исключительно ценными оказались эти методы ионизации
при изучении радиоактивных изотопов (§ 11). Так как иссле-
дуемый образец находится в твердой фазе, то в самОхМ источ-
нике может быть осуществлен высокий вакуум, а выходная
щель может быть взята более широкой. Ниже рассматри-
ваются наиболее существенные источники ионов, использую-
щие механизм термоионной и поверхностной ионизации.

В 1925 г. Кунсман показал [48], что катализаторы, приме-
няемые при синтезе аммиака, обладают эффективными термо-
ионными свойствами. Эти катализаторы состояли из сплава
окиси железа с нитратом щелочного или щелочноземельного
элемента (— 1%) и небольшого количества окиси алюминия.
Для изучения термоионных свойств сплав размельчали и на-
носили на тонкую платиновую нить диаметром Юр-. Покры-
тие и спекание производилось при 900° С в атмосфере азота
и повторялось до получения слоя нужной толщины.

При последующем прокаливании в атмосфере водорода
термоэмиссионные свойства образца резко возрастали. Далее
образец переносили в высокий вакуум, где после 1,5—2 ча-
сов тренировки можно было получить ионную эмиссию, спа-
дающую во времени. Повидимому, диффузия примесных атомов
щелочных металлов аналогична поведению тория в торирован-
ном вольфраме. Железо, восстановленное в токе водорода,
восстанавливает, в свою очередь, окисли щелочных металлов,
которые диффундируют на поверхность раскаленного металла
и испаряются в виде ионов. Первый анализ масс ионов та-
кого источника [49] показал, что в пучке имеются ионы К,
Na, Rb, Cs, Mg, Ca, Ba и Sr, если их окислы ввести в со-
став сплава.

Несколько позже [б0] был предложен другой тип излуча-
теля, в котором вольфрам в виде мелкого порошка входил
в состав исследуемого образца. Смесь наносили на дно не-
большой цилиндрической печки из молибдена, разогреваемой
электрическим током.

Эти источники давали ионный ток (на полный телесный
угол) около 5- 10“6 а‘см2 * * при температуре 800° С.

1 При этом в присутствии образца меняются свойства и самой

накаленной поверхности, в частности ее работа выхода. Поэтому

на раскаленном вольфраме образуют ионы многие элементы, не

удовлетворяющие на первый взгляд указанному выше требованию.
Интенсивность ионного пучка падает во времени при неиз-
менном режиме подогревателя. С. Стародубцев [б11 теоретиче-
ски объяснил это явление, рассматривая процесс поверхностной
ионизации по аналогии с ионизацией молекул в виде пара
на накаленном вольфраме. Оказалось, что спад ионного тока
обусловлен уменьшением числа атомов исследуемого элемента,
т, е. „выгоранием" образца.

Эти расчеты уточнили и температурную зависимость ион-
ного тока посредством учета теплоты диссоциации молекулы

исследуемого вещества.

Опыты [б2] показали, что стекла, в виде тонких капилля-

ров, надетые на платиновую калящуюся нить, дают значи-
тельное количество ионов щелочных металлов. Хорошей эмис-

сией обладают некоторые природные минералы: сподумен

Рис. 68. Источник с по-
верхностной ионизацией.

1—вольфрамовая спираль,
2—исследуемый образец,
3—вытягивающая диафрагма,
4—ускоряющая диафрагма.

(Li2O, Al2O34SiO2). лейцит (КзО;
А12О3; 4SiO2) и др.

Были исследованы также термо-
ионные свойства искусственных сме-
сей типа R2O; A12Os; SiO2 при на-
греве их на вольфраме и платине.
Наилучшие результаты были полу-
чены для лития [б3]. Плотность тока
достигала 10~3 а!см\

Химически чистые окислы Ti, Zr
и Si на раскаленном (1500° С) воль-
фраме были исследованы С. Старо-
дубцевым [б4]. Механизм ионизации

оказался достаточно сложным.

В конструктивном отношении ис-
точники этого типа весьма просты. Об-

щая схема источника дана на рис. 68.

Исследуемый образец типа R2O; А12О3; SiO2 прессуется
в виде цилиндрического столбика, спекается при 1000—1200° С

и помещается внутрь вольфрамовой спирали. Последняя рас-
положена вдоль вытягивающей щели ионного источника. Лю-

бой источник с ионизацией электронами может быть без
труда приспособлен для этих целей. Одна из оригинальных
конструкций источника [бб] этого типа показана на рис. 69.

Железный цилиндрический электрод U нагревается до
1200° С молибденовой печкой и охлаждается водою через
систему медных трубок, ограничивающих дальнейший рост
температуры. На поверхности цилиндра площадью 30 см2 на-
несен исследуемый образец в виде кунсмановского сплава.
Для калиевых ионов был получен ток силою в 1 ма. Прак-
тически вся масса калия превращается
в ионы (т; = 100%).

Современная конструкция такого
источника [б6] использует вольфрамо-
вый тигель, внутрь которого помещают
исследуемое вещество. Тигель разогре-
вается электронной бомбардировкой. В
ионном пучке преобладают однократно
заряженные ионы.

Заслуживает внимания конструк-

ция источника [®7],

использованного в

1950 г. для масс-спектроскопического
изучения свойств оксидных катодов.
Устройство этого источника показано
на рис. 70. В основном эта конструк-
ция аналогична рассмотренной выше системе. Однако вместо
газа в анодную коробочку (нижнюю) подаются пары солей,

Рис. 70. Источник с двумя электронными пучками для изучения
оксидных катодов.

/ — бомбардирующий электронный пучок, 2—твердый образец, 3—ионизующий
электронный пучок, 4—подогреватель, 5—линзы источника, б—ионный пучок.

разогретых электронной бомбардировкой в верхней коробочке.
Одновременно идет процесс ионизации непосредственно на
металлической подложке, разогретой электронной бомбарди-
ровкой. Этот источник является, таким образом, универсаль-
ной системой. Эффективность ц его составляет около 5%.
§ 11. Источники ионов для радиоактивных изотопов

Специфические требования к ионному источнику предъ-
являет задача масс-спектроскопического исследования радио-
активных изотопов. Обычно мы располагаем малыми количе-
ствами этих изотопов, поэтому расход исследуемого образца

при анализе является решающим аргументом при постановке
исследований.

Первые опыты по масс-спектроскопическому анализу
радиоактивных изотопов [б91 в 1944 г. показали, что только

один из 108 атомов исследуе-
мого образца достигает реги-
стрирующей системы в приборе
обычного типа. Явление поверх-
ностной ионизации наиболее
пригодно для такого рода иссле-
дований, так как дает наиболь-
шую эффективность т], дости-
гающую, например для калия
и лития, почти 100%. Расход
исследуемого вещества пре-
дельно мал.

Так как регистрация ионов
на выходе прибора осущест-
вляется радиометрическими ме-

Рис. 71. Источник для радио-
активных изотопов.

/ — вводы накала (ковар), 2—держа-
тель образца (стекло), 3—вольфрамо-
вая лента с образцом, 4—щель, 5—изо-
ляторы (,,пирекс“). 6—сильфон для
регулировки источника, 7— латунные
диски, 3—изолятор (впирекс“),Р—уста-
новочные винты, 10—нихромовые
диски.

тодами (§ 10 гл. VI), то не-
обходимо чтобы ионный источ-
ник давал однотипные по за-
ряду ионы. В противном случае
интересующая нас активность
будет распределяться между
несколькими линиями масс.

Были изучены условия иони-

зации ряда окислов на воль-
фраме!69]. В результате был сконструирован ионный источник
для исследования радиоактивных изотопов!60]. Устройство
его показано на рис. 71.

Два нихромовых диска укреплялись параллельно друг
другу на четырех изоляторах из стекла „пирекс" на рас-
стоянии 1 см друг от друга. В дисках имелись прямоуголь-
ные щели. Ширина основной щели (верхний диск) соста-
вляла 0.2 мм. Обе щели крепились к медной трубе-анализа-
тору через сильфон, допускающий регулировку их положе-
ния, и находились при нулевом потенциале. Исследуемый обра-
зец наносился на лицевую поверхность вольфрамовой ленты
0,8 X 0,03 X 12,7 мм, плоскость которой совпадала с пло-
скостью небольшого нихромового диска. Держатель нити мог
выниматься через стеклянную горловину источника. Между
плоскостью держателя и остальными электродами накладыва-
лось ускоряющее напряжение в 8000 в.

Выяснилось, что эта простая система ничем не уступает
более сложным ионным источникам. Исследуемое вещество
(нитрат или окисел) наносилось из раствора микропипеткой
в виде капли объемом от 0,001 до 0,1 мм3 и высушивалось
с помощью инфракрасной лампы. Около 1О°/0 всех ионов,
образованных в источнике, проходили через щель в про-
странство анализатора. Ионный пучок, не попавший в ана-
лизатор, собирался нихромовым диском и измерялся гальва-
нометром, чувствительностью 10"4— 10"7 а. Пространство
ионного источника откачивалось отдельным ртутным высоко-
вакуумным насосом, так как при прокаливании образцов вы-
делялось много паров.

Оказалось, что тип излучаемых ионов определялся в основ-
ном валентностью исследуемого элемента. Одно- и двухвалент-
ные элементы давали ионы типа R+. Трех- и четырехвалентные—
ионы типа RO+. Многозарядных ионов не было обнаружено.

В табл. 1 приведены ионы, испускаемые некоторыми со-
лями и окислами в этих условиях.

Измерения общего ионного тока источника и определение
количества вещества, взятого для анализа, позволило произ-
вести подсчет эффективности т] ионизации (табл. 2).

Измерения показали, что один из 50 ионов, вышедших
из катода, достигает регистрирующей системы на выходе
прибора. Эту величину обычно называют светосилою F при-
бора. Очень важно знать, какая доля атомов из общего числа,
имеющегося в образце, будет зарегистрирована на выходе.

Общую эффективность G всей установки мы получаем
как произведение

G = F.^	(39)

причем F = FH’/ra, где Fu — светосила источника, a Fa—
светосила анализатора. В этом случае 5и=10°/0, Fa = 2O°/o
И F=2%.
Таблица 1

Соединение	Излучаемые ионы
NaCl  КС1  NaCl + КС1 Ba(NO3)2 Sr(NO8)2 Са(НОз)2 Y(NO8)8  ZrO2  RuCl3; RuNO3 RhCl3  La(NO3)3 Ce(NO3)3 Pr(NO3)3 Nd(NO3)3 Pm(NO3)3  Sm(NO3)3 Eu(NO3)3 Gd(NO3)3  U3O8	Na+; NaaCl+  K+; K2C1+  Na+, K+; Na2Cl+; K2C1+; NaKCl+ Ba+  Sr+  Ca+  YO +  ZrO+  Ru+ Rh+ LaO+ CeO* PrO+  Nd+ —1%; NdO-99%  Pm+ — 5P/0; PmO+ —95%  Sm+ — 60%; SmO+ — 4О«/о  Eu+  Gd+—4OO/o; GdO+—6OO/o U+, UO+; UOjJ"

Таблица 2

Соединение	^/0	Соединение	T|%
Ba(NO3)2	0,02	Pm(NO3)3	0,5
Sr(NO3)2	0,08	Sm(NO3)3	0,16
Y(NO3)3	0,025	Eu(NO3)3	0,16
La(NO3)3	16,0	Gd(NO3)3	0,05
Ce(NO3)3	0,12	u303	0,008
Pr(NO3)s	12,0	RuCl3; Ru(NO3)3	0,01
Nd(NO3)3	1,01	RhCl3	0,005

1 Принято за 1%.
Для лантана 0 = 0,02*0,16 = 0,00032, т. е. из каждых
3000 атомов образца один регистрируется на выходе прибора.
В этих опытах количество анализируемого вещества в образце
не превышало 100 мкг.

§12. Фильтрация ионов по скорости

Ионные источники не могут обеспечить достаточно одно-

родного пучка по скорости для всех задач по анализу масс.
Особенно неблагополучны в этом отношении источники
с высокочастотной искрой и газовым разрядом. В случае
поверхностной ионизации мы имеем наиболее однородный

ионный пучок.

Для масс-спектроскопических систем, не обладающих фо-

кусировкой по скоростям, такие ионные
непригодны для прецизионного определе-
ния массы. Были разработаны фильтры,
специально служащие для монохромати-
зации ионного пучка по скоростям.

Простейший фильтр скоростей ионов
[61] представляет комбинацию поперечных
электрического и магнитного полей, сило-
вые линии которых взаимно перпендику-
лярны (рис. 72). Поля выбраны так, что
для ионов массы М, обладающих ско-
ростью отклонения 0е и % взаимно
противоположны и равны:

источники будут

£Е£
Aft'o

qHd

Mv0

(40)

Таким образом, без отклонения через
щели S1 и S2 фильтра будут проходить
ионы строго определенной скорости, точ-

и

Рис. 72. Фильтр
скоростей.

нее, интервала скоростей, заданного шириной щелей. Этот
интервал скоростей, определяющий степень однородности
ионного пучка, составляет по отношению к ф0 обычно не
более 0,01%.

Мы не будем останавливаться на других попытках построе-
ния фильтров скоростей. Общим их недостатком является
крайне малая светосила источника, снабженного таким филь-
тром. Действительно, основная масса ионов не проходит через
фильтр и бесполезно рассеивается. В связи с этим филь-
тры скоростей в настоящее время почти не применяются.

В заключение отметим, что проблему получения ионного
пучка для целей масс-спектроскопии можно считать вполне
решенной. В зависимости от поставленной задачи мы имеем
возможность широкого выбора различных методов ионизации.

Наряду с положительными ионами, возможно было бы
использовать рассмотренные методы для получения некоторых
отрицательных ионов. Так, для получения отрицательных ионов
с помощью поверхностной ионизации необходимо взять в ка-
честве излучателя металл с минимальной работой выхода
(торий, гафний)[187]. Отрицательные ионы можно получить
и при термической ионизации солей и стекол. Для масс-
спектроскопии, однако, отрицательные ионы особого инте-
реса не представляют, так как эффективность такой иониза-
ции для большинства элементов ничтожно мала.
ГЛАВА V

МАСС-СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ УСТРОЙСТВА

§ 1.	Общие замечания

В основу рассмотрения масс-спектроскопических систем
мы положим их ионнооптические свойства [146].

Разнообразные по конструкции приборы мы сможем срав-
нивать друг с другом, имея в виду их основные параметры:

1)	разрешающую способность Д/И :/И,1

2)	точность измерений,

3)	минимальное количество вещества, необходимое для
анализа.

Последний параметр в очень многих задачах не имеет
значения. Однако для радиоактивных изотопов этот вопрос
исключительно важен. Именно в этом случае необходимо
знать, какая доля атомов может быть обращена в ионы и
какая доля этих ионов может быть зарегистрирована в при-
боре. О величине светосилы анализирующих ионы систем
удалось получить представление лишь в недавнее время [59>60].

Масс-спектроскопические устройства мы разделим на два
класса: статические и динамические.

Статические системы используют неизменные во вре-
мени электрические и магнитные поля, динамические системы
используют фактор времени в процессе анализа масс и пере-
менные электрические или магнитные поля.

Перейдем к рассмотрению статических систем.

I. СТАТИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ

§ 2.	Типы фокусировки

Ионный источник дает в любом случае слабо расходящийся
пучок ионов, обладающих различными массами и скоростями.

1 ДМ— разность масс двух близких линий, еще разрешаемых
прибором.
Можно разложить его на компоненты по массам и ско-
ростям и изучать каждую такую компоненту в отдельности.
Можно создать фокусировку для повышения чувствитель-
ности прибора, собирая вместе ионы определенной массы,
независимо от их направления и скорости. Наконец, сама
фокусировка может быть осуществлена в различной степени:
либо только по направлению, либо только в отношении ско-
ростей и т. д.

С ионнооптической точки зрения мы будем подразделять
масс-спектроскопические устройства на следующие катего-
рии:

А) устройства без фокусировки,

Б) устройства, фокусирующие ионы различных скоростей,
В) устройства, фокусирующие ионы различных направ-
лений,

Г) устройства, обладающие двойной фокусировкой.

§ 3.	Масс-спектрографы и масс-спектрометры

Классификацию масс-спектроскопических устройств можно
провести и с иной точки зрения. Представим себе, что ион-
ный пучок посредством анализатора разлагается на компоненты
по массам в некотором телесном угле. При этом ионы раз-
личной массы движутся по различным траекториям. Положение
траектории ионов массы М в пространстве зависит от опти-
ческой силы применяемых линз или, в конечном счете, от
ускоряющего ионы потенциала U и напряженности Н магнит-
ного поля. Изменив один из этих параметров, мы изменим поло-
жение траектории в пространстве. Иначе говоря, мы можем
по одной и той же траектории проводить ионы различной
массы.

Таким образом, приступая к практическому осуществлению
идеи о спектроскопии масс, мы можем поступать двояко:

1)	разложив ионный пучок на компоненты по массам,
вести во всем телесном угле одновременно регистрацию ионов
каждого сорта. Обычно эта регистрация осуществляется
фотографическими методами.

По аналогии с оптикой мы в этом случае будем называть
устройства масс-спектрографами]

2)	выбрав постоянную для данного прибора траекторию
ионов, можно путем изменения соответствующего параметра
ионнооптической системы (U или И) поочередно измерять
интенсивность каждой компоненты ионного пучка.

Регистрация интенсивности ионов ведется при этом элек-
трическими методами. Такие устройства мы будем называть
масс-спектрометра ни.

Каждый из этих методов анализа имеет свою область при-
менения, свои преимущества и недостатки.

Обратимся к рассмотрению наиболее типичных масс-
спектроскопических устройств. При этом измерительной части
аппаратуры мы будем касаться очень поверхностно, так как
этому вопросу посвящается шестая глава.

А. УСТРОЙСТВА БЕЗ ФОКУСИРОВКИ

§ 4. Метод парабол

Метод парабол, предложенный Д. Томсоном [62J для опре-
деления удельного заряда ионов, широко известен. Сущность
его сводится к тому, что ионы, возникшие в источнике,
представляющем собою разрядную трубку, попадают через
тонкий капилляр в ионнооптическую систему, обладая широ-
ким интервалом скоростей. Ионнооптическая система пред-
ставляет совокупность поперечных электрического и магнит-
ного полей малой протяженности, действующих в одном
объеме. Силовые линии полей параллельны между собою.
Траектория ионов в этой системе, в общем случае, будет
представлять собою винтовую линию. Шаг ее определяется
напряженностью электрического поля и возрастает вдоль его
силовых линий.

Радиус витка этой винтовой линии определяется напря-
женностью магнитного поля. Так как оба поля малы по про-
тяженности, то ионы описывают лишь часть витка. Пересе-
чение подобных траекторий с плоскостью, перпендикулярной
к направлению падающего ионного пучка, дает семейство
парабол.

Действительно, вводя координатную систему рис. 73, имеем:

X — У —

или, используя (8) и (33) гл. III, получаем:

а/Е

qlH

Mv ‘
Исключая скорость иона т/, получим уравнение траекто-
рии:

ЕМ

(1)

Это — уравнение параболы, вершина которой проходит
через начало координат. На фотопластинке, помещенной

Рис. 73. Метод парабол.

в плоскости Л’ОУ, получаются отчетливые ветви парабол.
Каждая парабола отвечает определенному значению отноше-
ния M’q, а каждая точка ее — ионам определенной скорости.

Дисперсия системы мала, так как поля „короткие". Линейные
размеры получающихся кривых определяются выбором пара-
метра z. На рис. 74 дана схема первого прибора.

Источник ионов был рассмотрен нами ранее. Диаметр
капилляра катода существенно определяет успех опыта в от-
ношении как разрешения линий, так и их интенсивности.
Вакуум был далеко не совершенен и поддерживался с по-
мощью активированного угля при температуре жидкого воз-
духа.

Обратимся к существу метода. Из уравнения (1) следует,
что

М zl№ х

(2)

т. е. мерою массы является отношение х/у2.

Чем больше скорость иона, тем меньше его отклонение у
в магнитном поле. Поэтому мы должны ожидать, что ветви

параболы для ионов любой мас-
сы будут ограничены некоторой
прямой SjS2’ параллельной оси
магнитного отклонения. Точки а,
Ь, с и т. д. на параболах рис. 75
соответствуют ионам максималь-
ной энергии, достигаемой в источ-
нике.

Пусть Мг и /И2 — массы ионов,
соответствующие ветвям парабол.
Положим, что заряд q этих ионов
одинаков. Тогда из (2) следует,
что

"^1 У 2

Будем рассматривать точки а и b двух парабол. Тогда



и

м

9

2

Л49

(3)

Таким образом, простое измерение линейных отрезков
дает возможность сравнить массы двух ионов.

Наши рассуждения нуждаются в уточнении, так как на
фотопластинке линии ОХ мы в действительности не имеем.

9 Зак. 3890. г. Р. Рик.
Поэтому обычно опыт ведется таким образом, что изменяется
направление магнитного поля по прошествии определенного
промежутка времени. Тогда на фотопластинке образуются
обе ветви параболы и остается найти отрезки аа{ = 2р{ и
= 2р2 на любой прямой, параллельной оси магнитного
отклонения.

На снимке 2 в приложении приведены спектрограммы
масс, полученные на первом приборе.

Интенсивность вдоль ветви параболы не одинакова. Наи-
большая интенсивность будет вблизи ее вершины, так как
здесь энергия ионов максимальна.

Существенное значение имеет процесс перезарядки ионов.
На снимке 2 отчетливо виден след луча, прошедшего без
отклонения через систему полей. Он принадлежит ионам,
претерпевшим перезарядку перед входом в область полей и
превратившимся в нейтральные частицы. Наряду с этим,
часть ионов изменит свой заряд в процессе движения к ана-
лизатору. Это создает более сложную систему парабол.
Действительно, пусть ион с зарядом qx при подходе к обла-
сти отклоняющих полей меняет свой заряд на ^2. Тогда
энергия этого иона определяется зарядом q^ а отклонение
в электрическом поле — уже зарядом q2'

П __ #2^ Е

е~ MV2 •

Как отразится это на картине парабол? Если ион имел
заряд qt = 2et а затем в результате такой перезарядки из-
менил свой заряд на q2 = е, то в электрическом поле такой
ион отклонится вдвое меньше и соответствующая ему пара-
бола будет ближе подходить к вершине (снимок 3). Это
обстоятельство позволяет легко определять кратность иони-
зации ионов известной массы.

На снимке 4 даны результаты исследования процесса
перезарядки ртути.

Особенностью метода парабол является возможность одно-
временно со спектром масс получить спектр скоростей и за-
рядов ионов. Согласно принятой терминологии, мы должны
отнести это устройство к разряду масс-спектрографов, хотя
сам этот термин появился значительно позже. Простота и
наглядность метода парабол способствовали дальнейшему его
развитию [68].
На рис. 76 показан вариант усовершенствованного I64»65]
прибора. Разрешающая способность его около 1 : 200. Этим
методом был открыт ряд новых изотопов: Ar3s, Fe58, Ni64,
разрешен „дублет“ Не—H2D. Однако метод парабол имеет
существенный недостаток — малую разрешающую способность.

Рис. 76. Усовершенствованный метод парабол.

Повышение ее может быть достигнуто только за счет даль-
нейшей потери интенсивности. Расшифровка парабол при
фотографическом методе регистрации дает в ряде случаев
ошибочные результаты.

Все эти соображения позволяют утверждать, что метод
парабол не имеет перспективы дальнейшего применения в серьез-
ных исследованиях.

§ Б. Масс-спектрограф с фильтрацией ионов
по скорости

В 1933 г. появилось описание [61] масс-спектрографа,
использующего известный нам (§ 12 гл. IV) фильтр ионов
в сочетании с 180° магнитным поперечным полем. Схема
этого прибора дана на рис. 77.
Ионный источник — газоразрядного типа. В магнитное
поле попадают ионы определенной скорости. Поэтому [(32)
гл. III]:

М Н?

q V 1

при Н= const и v = const прибор имеет линейную шкалу
М ~ р.

Магнитные поля фильтра скоростей и анализатора были
общими и оставались постоянными. Варьировалось напряже-

Рис. 77. Масс-спектрограф с фильтром скоростей.

ние V на обкладках конденсатора. Прибор обладает, при
хорошей линейности, дисперсией 1,6 мм на 1°/0 относительной
разности масс. Регистрация ионов могла производиться либо
фотопластинкой, либо электрическим методом с помощью
квадрантного электрометра, соединенного с коллектором ионов.

С учетом (40) гл. IV основное уравнение прибора имеет
вид:

	= const -=г- = const -ту-.--(4)
q---------------------------------------Е	V	7
На этом масс-спектрографе были исследованы некоторые
щелочноземельные элементы, впервые снят дублет Не+ + — Н*
и получены данные о балансе ядерной реакции с Li7 по из-
менению массы участвующих в реакции ядер. В дальнейшем
в этом же приборе удалось осуществить фокусировку по углу.

Б. УСТРОЙСТВА С ФОКУСИРОВКОЙ ПО СКОРОСТЯМ

§ 6.	О фокусировке „по скорости"

Термин „фокусировки по скорости" является мало удач-
ным. Он означает, что ионнооптическая система данного при-
бора способна собирать ионы с определенной массой, если
направление скоростей ионов одинаково, а величина их ско-
рости варьирует в некотором интервале. Условность этой
терминологии станет ясной из следующей оптической анало-
гии [6Q].

Пусть белый луч света разлагается призмой на компо-
ненты; с помощью второй, более сильной, призмы мы можем
вновь собрать лучи разных длин волн. Вряд ли целесооб-
разно было бы говорить в этом случае, что наша оптическая
система обладает фокусировкой по „цвету" или по „длинам
волн".

В масс-спектроскопии тем не менее аналогичный термин
получил широкое распространение.

§ 7.	Масс-спектрограф Астона

Детальное описание прибора с фокусировкой по скоростям
дано в монографии автора [66]. Мы ограничимся поэтому
здесь самым кратким рассмотрением существа метода.

Ионнооптическая система прибора, впервые получившего
название „масс-спектрограф", представляет собою совокуп-
ность поперечных электрического и магнитного полей, дей-
ствующих на ионный пучок подобно призмам. Они ориенти-
рованы таким образом, что дисперсия по скорости, возни-
кающая для ионов в электрическом поле первой призмы,
может быть скомпенсирована дисперсией второй (магнитной)
призмы. В результате на фотопластинке фокусируются в од-
ном месте ионы определенной массы, обладающие различ-
ными скоростями. Общая схема масс-спектрографа дана на
рис. 78 в несколько упрощенном виде. В действительности
углы и являются малыми.

В соответствии с принятыми обозначениями на основа-
нии (8) и (33) гл. III основное уравнение прибора будет

М _Н* d%
я ~ Е < ’

(5)

Углы отклонения ионного луча 0е и могут быть най-
дены на опыте по положению щелей и фотопластинки. Вы-

Рис. 78. Схема масс-спектрографа Астона.

ясним условие, при котором будет иметь место фокусировка
по скорости.

Дифференцируя уравнения (8) и (33) гл. III, имеем:

^е =

2?Е/

Mv3

dv\

Отсюда найдем:

или

dGe____ q dv

dOnt	dv

e,u	v

d^e____q dOf/i

(6)

(7)

(8)

На расстоянии a-j-r расхождение лучей за счет прелом-
ления в электрическом поле будет, очевидно, (a-j-r)d6e.
С другой стороны, собирающее действие
поля будет характеризоваться величиной г

Условие фокусировки по скоростям будет
если

(a + r)rf0e = rrfO„„

откуда, с учетом (8), получим:

L —	2е*

магнитного

выполнено,

Это — уравнение геометрического места точек, для кото-
рых выполняется фокусировка по скоростям, представленное
в полярной системе координат. В системе XOY (рис. 78)
для малых 9е и получим:

или

(11)

с учетом (10) получим, что

.У = («+'•) ев.
т. е.

у = 0ех.

(12)

Таким образом, геометрическое место точек, для кото-
рых будет иметь место фокусировка ионов определенной
массы по скорости, есть прямая с углом наклона, равным 6в.
Вдоль этого направления и должна располагаться фотопла-
стинка. При этом необходимо, чтобы для всех ионов 0e = const.
Для обеспечения этого условия в установке предусмотрена
щель S3 (рис. 78). С увеличением ширины этой щели, как
было проверено на опыте, нарушается фокусировка.

Первая модель прибора была осуществлена в 1919 г.
Она обладала разрешающей способностью 1:130, диспер-
сией 1,39 мч на 1% относительной разности масс и позво-
ляла произвести абсолютное определение массы с точностью
до третьей значащей цифры после запятой (10~3 ME).

Следует указать, что точность, достигаемая в масс-спе-
ктроскопии, существенно зависит от метода регистрации ио-
нов и тщательности наладки прибора в целом, в то время
как дисперсия и разрешающая способность определяются
типом ионнооптической системы. На снимке 5 в приложении
приведена масс-спектрограмма, полученная на этом приборе.

Измерения, проведенные на этом масс-спектрографе, впер-
вые с несомненностью доказали отступление от целочис-
ленного значения масс атомов. Таким путем была впервые
получена кривая упаковочных множителей, представляющая
исключительный интерес для теории ядра и современной
атомной энергетики. Развитый метод был положен в основу
последующих двух моделей.

Вторая модель (1927 г.) [67] за счет увеличенных вдвое углов
отклонения призм и уменьшения угла раствора ионного пучка
имела в 5 раз ббльшую разрешающую способность, при
точности измерения 10-4 ME.

Третья модель (1937 г.) [€8], благодаря более точному
анализу условий фокусировки [69j, обладала . разрешающей
способностью 1:2000 и дисперсией 3 мм на 1°/0 относитель-
ной разности масс, при точности 10“б ME.

Следует указать, что данный метод крайне невыгоден
в отношении числа используемых ионов. Действительно,
щели Sj и 52 (рис. 78) вырезают лишь малый телесный
угол, и светосила прибора крайне мала.

Метод Астона был использован также другими авторами
для изучения- легких изотопов [70] и разделения изотопов
неона р1].

Как и всем спектрографам, этому прибору присущи не-
достатки фотографической регистрации ионов.

В. УСТРОЙСТВА С ФОКУСИРОВКОЙ ИОНОВ ПО УГЛУ

§ 8. Масс-спектрометр Демпстера

Метод, предложенный Демпстером [72] и развитый в даль-
нейшем рядом исследователей, сводится к применению про-
дольного электрического поля в совокупности с попереч-
ным 180° магнитным полем.

Электрический анализатор сообщает всем ионам, незави-
симо от их массы, одну и ту же энергию. В магнитном ана-
лизаторе происходит разложение ионного пучка на компо-
ненты по массам и одновременно фокусировка их по углу.

Если начальной энергией ионов в процессе их образова-
ния можно пренебречь по сравнению с их полной энергией
при выходе из источника, то, согласно (1) и (32) гл. III,
имеем систему уравнений:

откуда

Т =	— = Я^Н,

х	р

Ир -

(13)

Это — основное уравнение прибора.

Магнитное поле дает разложение ионного пучка по им-
пульсам. Мерою импульса является №.

Если все ионы вступают в магнитное поле с постоянной
энергией, то можно показать, что спектр импульсов превра-
щается в спектр масс. Пусть

масса ионов: М = Мо (1 + у);

скорость ионов: xi = xi0(1
импульс ионов: Mv = М0^0(1 4-v).

Если

Mv2 Mrvi

“о- ==^= COtlSt,

то

Л4о(1+Т)^(1 + Р)2 = ^о.

откуда с точностью до малых второго порядка:

1-|—г-|_2р = 1; р = -|.
Следовательно,

v = -f+p = 7_|=-I; у = |.

Спектр импульсов, таким образом, однозначно связан со
спектром масс.

Для масс-спектрометрического устройства траектория для
всех ионов одна и та же, т. е.

2№,	,

— U = const.
Ионы различных масс Afi и Af2 будут двигаться по фи-
ксированной траектории р = const, если будет выполнено
одно из условий:

—= при U = const;	(14)

при H = const.	(15)

Другими словами, мы можем при неизменном ускоряющем
напряжении менять напряженность магнитного поля. При этом

Рис. 79. Масс-спектрометр Демпстера.

1 — ионный источник, 2—ускоряющее электрическое поле»
5—анализатор, 4—коллектор ионов, 5—электрометр, 6-—ком-
пенсационная камера.

ионы различных масс можно поочередно анализировать на
неизменной траектории. Неудобством метода является наличие
гистерезиса в магнитной цепи и трудность прямого определе-
ния малых изменений напряженности магнитного поля.

Второе условие означает, что при неизменном магнитном
поле возможно вести анализ масс путем изменения напряже-
ния, приложенного к ионному источнику. Эта процедура не
вызывает затруднений, однако, как указывалось выше, зна-
чительное изменение общего напряжения источника может
изменить режим его работы (интенсивность, фокусировку
и т. д.).

Демпстер в приборе, представленном на рис. 79 (вторая
модель), пользовался именно этим приемом и в первых

своих опытах [43J не избежал ошибок по указанной при-
чине. Регистрация ионов производилась с помощью электро-
метра, подключенного к коллектору. Это был первый масс-
спектрометр.

Из уравнения (13) видно, что для о = const мерою массы
является величина, обратная ускоряющему напряжению. От-
кладывая по оси абсцисс величину, обратную потенциалу,
а по оси ординат — величину ионного тока на выходном
коллекторе, можно получить масс-спектрометрическую кри-
вую. На рис. 80 приведены результаты измерения калия.

На пути от выходной щели источника до границы ана-
лизатора ионы оказываются под воздействием рассеянного
магнитного поля. Для компенсации поля рассеяния щель
(рис. 79) была смещена на определенное расстояние.

С данным прибором были найдены также изотопы лития,
кальция, цинка и магния [43]. Были изучены продукты иони-
зации некоторых газов и паров электронами.

Разрешающая способность масс-спектрометра определя-
лась в основном степенью однородности ионов по энергии и
составляла всего лишь 1:100.

§ 9.	Другие гс-радиан масс-спектрометры

Существенное изменение было, внесено в конструкцию
масс-спектрометра в 1932 г. [73]. Ионный источник был по-
мещен в основное магнитное поле (рис. 81). Длинные щели

Рис. 81. тс-радиан масс-спектрометр (1932 г.).

7—катод электронного пучка, 2 — система щелей, формирующая электрон-
ную ленту, 3—электронная лента, 4~анод, 5—вытягивающая диафрагма,
6~ускоряющая диафрагма, 7 —анализатор, 8—коллектор ионов.

обеспечивали значительную интенсивность ионного пучка.
Радиус траектории составлял 35 мм. Прибор был собран
в стекле и помещен в магнитное поле соленоида. Напря-
женность поля достигала 1500 э.
Регистрация ионов производилась электрическим методом.
Переменным параметром являлось ускоряющее напряжение.
Установка была использована для изучения продуктов диссо-
циации и ионизации ряда веществ [74], а также для реше-
ния некоторых биологических задач p6J.

В этом же направлении были развиты конструкции ряда
других авторов [76], усовершенствовавших в основном мери-
тельную часть масс-спектрометра.

Рис. 82. тс-радиан масс-спектрометр (1936 г.).

/—электронный пучок, 2—вытягивающая диафрагма, 3—уско-
ряющая диафрагма, 4—входная щель спектрометра, 5—ана-
лизатор, 6— коллектор ионов, 7—выходная щель спектро-
метра, S—наружная труба из стекла „пирекс".

Весьма успешной оказалась попытка использовать узкую
секцию такого масс-спектрометра для анализа тяжелых изо-
топов, предпринятая в 1936 г. [77]. Схема прибора дана на
рис. 82.

Удачный тип ионного источника и совершенная конструк-
ция всего прибора, запаянного в стекло „пирекс", наличие
высокого вакуума, обеспечили хорошую интенсивность ион-
ного тока на выходе. Возможность прогрева всей системы
резко снизила фон изотопных загрязнений.

На протяжении последующих четырех лет был изучен
изотопный состав ряда элементов, в том числе свинца [78J и
урана [79]- На важности этих результатов мы остановимся
в дальнейшем. Типичная масс-спектрограмма, полученная
для уранового свинца, дана на рис. 83,

Эти исследования в значительной мере уточнили данные
изотопного состава элементов и привели к открытию ряда

Рис. 83. Маес-спектр уранового свинца.

новых изотопов (осмия, серы). В последующие годы появи-
лось описание ряда простых приборов этого типа, предназна-
ченных для анализа изотопного состава элементов [80].

§ 10.	Масс-спектрометры с секторным магнитным
анализатором

Применение секторного магнитного анализатора в масс-
спектрометре было впервые осуществлено в 1940 г, [41]-
Общая схема первой модели секторного масс-спектрометра
приведена на рис. 84.

С описанным выше ионным источником и более совер-
шенной по конструкции камерой, широко использующей
спай металла со стеклом, были получены хорошие резуль-
таты.
Рис. 84. Схема первого секторного масс-спектро-
метра (1941 г.).

1 — источник ионов, 2 •— анализатор (медь, ковар и стекло),
3 — магнит Ф=60°, 4—коллектор ионов.

Рис. 85. Масс-спектр неона.
Основные данные прибора: радиус траектории р = 12,5 см\
угол сектора Ф = 60°; энергия ионов £7= 1200 эв\ напряже-
ние магнитного поля — до 5500 э.

Рис. 86, Секторный масс-спектрометр (1947 г.).

1—ионный источник, 2—впуск газа, 3—анализатор, 4— си-
стема двух коллекторов, 5—универсальная схема для измере-
ния двух ионных токов, 6—электромагнит, 7 —вакуумная си-
стема, 8—ионный манометр.

Масс-спектрометрическая кривая неона, снятая электри-
ческим методом, дана на рис. 85. В целом прибор предна-
значен для изотопного анализа газообразных веществ.

Вторая, более совершенная модель описана в 1947 г. [42],
Она использует также 60° секторный магнитный анализатор
с радиусом основной траектории р = 15,2 ся. Особенностью
прибора, общая схема которого дана на рис. 86, является
цельнометаллическая конструкция камеры и двулучевой метод

л насосу

к насосу

| Шлиср Зля ввода
образца

Рис. 87. Масс-спектрограф для анализа радиоактивных
изотопов.

измерения интенсивности двух ионных токов для близких по
массе изотопов. Прибор снабжен совершенной электронной
схемой, обеспечивающей стабильность режима и автомати-
ческое отключение источника от схемы при ухудшении вакуума.
Энергия ионов повышена до 2000 эв. Существенно улучшена

10 Зак. 3390. Г, Р. Рик.
конструкция коллектора ионов, благодаря чему исключено
влияние вторичной эмиссии и ионной проводимости в области
коллектора, Электронная система этого прибора подробно
рассматривается ниже.

Это направление работ привело к созданию сравнительно
простых и высокочувствительных приборов для изотопного
анализа газов [81 ]. Наряду с этим, секторный магнитный ана-
лизатор был успешно использован [34,82] в масс-спектрометрах,
предназначенных для количественного разделения изотопов
(§ 6 гл. IX).

Масс-спектрометры для анализа радиоактивных изотопов
должны обладать возможно большей светосилой. В остальном
их ионнооптическая часть ничем не отличается от приборов
обычного типа. Известный ионный источник с высокой эф-
фективностью (§ 11 гл. IV) и особые методы регистрации
(§ 10 гл. VI), использующие радиоактивные излучения изо-
топов, дополняют специфику подобных исследований.

На рис. 87 показан общий вид масс-спектрографа, успешно
использованного в последнее время для анализа радиоактив-
ных изотопов (§ 5 гл. IX).

§ И. Секторный масс-спектрометр с фокусировкой
нового типа

Рассмотренные выше устройства использовали принцип
фокусировки, иногда называемый теоремой о прямой. Согласно
этому принципу, выходная щель источника ионов, вершина
секторного поля и щель коллектора лежат на одной прямой,
а основной ионный луч падает нормально к границам сектора
(рис. 34).

Выше (§17 гл. III) были указаны новые возможности
более совершенной фокусировки с помощью того же сектор-
ного анализатора (рис. 39).

Описанный недавно масс-спектрометр [88J, использующий
этот принцип фокусировки, схематически представлен на
рис. 88. Секторный анализатор имеет угол раствора 90°.
Радиус траектории ионов р = 33,9 см, 0 = 29,3°, а = 51,8 см.
Ускоряющее напряжение в ионном источнике 2000 в, напря-
женность магнитного поля — до 6000 э. Разрешающая спо-
собность 1 :800. Благодаря совершенной (до членов третьего
порядка малости) фокусировке, возможно использовать более
широкие щели и значительно больший (до 8°) угол раствора
ионного пучка. Это существенно повышает интенсивность
ионного тока на выходе.

Рис. 88. Масс-спектрометр с совершенной фокусировкой.

На рис. 89 дана масс-спектрограмма, полученная на этом
приборе. Выходная щель имеет ширину 1,4 мм, входная
щель 0,3 мм.

Ширина изображения на
выходе может быть найдена
как сумма ширины изобра-
жения входной щели и оши-
бок за счет аберрации тре-
тьего порядка и за счет дис-
персии по скорости. Расчет
показал, что для данного
прибора эти величины соот-
ветственно равны 0,3 мм,
0,2 мм и 0,4 мм. Таким
образом, ширина линии на
выходе равна 0,9 мм, т. е.
меньше ширины выходной
щели. Поэтому на масс-спек-
трометрической кривой пики
имеют плоскую вершину. Это
весьма важно для получения
высокой точности измерений.

Сравнение с обычным ме-
тодом фокусировки позво-

Рис. 89. Масс-спектр иода в при-
сутствии нафталина.

ляет утверждать, что для получения тех же результатов в от-
ношении разрешающей способности и интенсивности понадо-
бился бы примерно в 6 раз более тяжелый магнит. При этом
радиус кривизны траектории составлял бы 20 см> вместо
33,9 см в данном случае.

При настройке масс-спектрометров нового типа прихо-
дится особенно тщательно учитывать влияние рассеянных
магнитных полей.

§12. Масс-спектроскопические устройства с магнитной
линзой

К случаю фокусировки по углу мы должны отнести также
системы, использующие магнитные линзы.

Первое устройство этого

Рис. 90. Прибор с магнитной
линзой для обогащения
изотопов.

типа, описанное [6Б] в 1934 г.,
представлено схематично на
рис. 90. Прибор предназначен
для обогащения изотопов.

Концентрация ионов опре-
деленной массы могла быть осу-
ществлена с поверхности источ-
ника в 30 см2, Для этой це-
ли использовалось продольное
электрическое поле и попереч-
ное магнитное поле типа линзы.
Ионный ток в системе достигал
100 мка, В течение нескольких
часов можно было получить
весомые количества чистых изо-
топов сравнительно легких
элементов (§ 6 гл. IX).

Г. УСТРОЙСТВА С ДВОЙНОЙ ФОКУСИРОВКОЙ

§ 13.	Двойная фокусировка

Всякий ионный источник дает расходящийся пучок, в ко-
тором различие ионов по энергиям достигает нескольких
процентов. Это обстоятельство не позволяет использовать
обычный масс-спектрометр для прецизионного определения
массы.

Решение задачи о создании высокоразрешающего масс-
спектрографа, найденное Астоном, является нецелесообразным.
Необходимость строгого ограничения геометрического хода
пучка неизбежно приводит здесь к значительной потере ин-
тенсивности линий — светосила прибора ничтожно мала.

Были предприняты попытки найти более совершенные
ионнооптические системы.

Для получения монокинетического ионного пучка целесо-
образно воспользоваться секторным электрическим полем
(§ 20 гл. III).

Если между ионным источником и магнитным анализато-
ром ввести такой своеобразный фильтр энергии ионов — сек-
торное электрическое поле, то можно получить систему
с высокой разрешающей способностью.

Секторное электрическое поле фокусирует слаборасходя-
щийся пучок ионов определенной энергии S. Ионы, отличаю-
щиеся несколько по энергии § (1 4“ 8) от основного значе-

Рис. 91. Геометрическое место фокусов.
Z —по углу, ZZ—по энергии.

ния как мы видели выше [см. (94) гл. III), будут выходить
из электростатического анализатора под некоторым углом ае.

Таким образом, в магнитный анализатор нашего устройства
будут, помимо ионов энергии g, попадать еще ионы энергии
& (1 -р 8).

Возможно ли осуществить фокусировку по углу в магнит-
ном анализаторе так, чтобы сфокусировать пучок ионов энер-
гии & с неким углом раствора и пучок ионов энергии
&(1 4- 8), ось которого повернута на угол ае?

Такая двойная фокусировка по энергии и по углу является
исключительно заманчивой.

Обратимся к рис. 91, на котором представлен ход моно-
кинетических ионных лучей в секторном анализаторе. Оказы-
вается, что геометрическое место точек фокусов по энергии (//)
бованиям, были найдены

Рис. 92. Схема первого масс-
спектрометра с двойной фо-
кусировкой.

и фокусов по углу (/) не совпадают. Двойная фокусировка
имеет место только для ионов одной массы (точка D). Для
масс-спектрографических целей необходимо иметь двойную
фокусировку в широком интервале масс, т. е. практически
вдоль всей длины фотопластинки (150—200 мм).

Соответствующие устройства, удовлетворяющие этим тре-
вначале опытным путем. После-
дующие ионнооптические расчеты
[84,85] показали, что таких систем
очень немного. Таким образом,
устройства с двойной фокусиров-
кой (энергия — угол) в широком
интервале масс создать весьма
трудно.

§ 14.	Масс-спектрометр
с двойной фокусировкой
секторного типа

В 1935 г. был описан [86] пер-
вый масс-спектрометр с двойной
фокусировкой, схематически пред-
ставленный на рис. 92.

Ионы, ускоренные разностью
потенциалов U, попадают в сек-
торный анализатор с углом к/]Л2,
в котором подвергаются одно-
временному действию радиального
электрического и поперечного маг-
нитного полей.

Для ионов, следующих по центральной траектории ра-
диуса р, можно написать

откуда

Напряженность Е электрического поля является парамет-
ром, который можно выбрать произвольно. Выберем этот
параметр так, чтобы имела место фокусировка по энергии.
Это значит, что уравнение (16) должно иметь место при
любом 8 < 1, где 6 попрежнему дается уравнением (93) гл. III.
Тогда

£/= ад 4-8)
и

WL±2>=E+h/‘S(1+±),

или

р 1 р	1 г М 1 г М 2

(17)

Чтобы уравнение (16) имело место для различных 6, до-
статочно, чтобы

2^6 = 1/78
р 2 Г М

или

р ~ 2 V М '

(18)

С учетом (17) и (18) получим для напряженности элект-
рического поля Е следующее выражение:

Е=-у-°.	(19)

Переходя к потенциалу V на обкладках цилиндрического

конденсатора, окончательно получим для любого ускоряю-

щего напряжения С7:

V ~ 2d *

(20)

Это и есть условие фокусировки по энергии. Из уравне-
ний (17) и (18) следует, что

Е = -|Н]/Г^.	(21)

Можно показать, что условием фокусировки по углу является
выбор такого магнитного поля, для которого радиус кри-
визны (при V = 0)

Pw=2"*	(22)
Весь прибор был весьма малых размеров: р = 40 мм,
d = 2 мм, V=0,lt7, р№ = 20 мм. При энергии ионов ртути
в 100 эв необходимо магнитное поле напряженностью
в 10 000 <9, для того чтобы провести их по центральной
траектории; при этом V= 10 в.

Плохой вакуум не позволил получить с этим прибором
сколько-нибудь интересных результатов. Регистрация ионов
производилась электрическим методом. Одновременно можно
было исследовать только узкий участок на шкале масс. Усло-
вие двойной фокусировки быстро нарушается с возрастанием 8.

С 1935 г. начинается усиленная разработка теории систем,
обладающих двойной фокусировкой. Рассмотрим элементы
этой теории.

§15. Устройства с двумя секторными полями

Рассмотрим общие условия фокусировки [еб] в системе
с двумя секторными полями: электрическим, и магнитным.

К комбинации этих полей сводятся анализаторы описы-
ваемых ниже приборов. Общая схема вывода та же, что и

Рис, 93.

для одиночного секторного магнитного поля (§ 16 гл. III):
составляем уравнения движения, исключаем из них время и
анализируем полученное уравнение траектории.

Выберем координатные системы отсчета в соответствии
с рис. 93. Положим попрежнему, что источник ионов нахо-
дится в точке с координатами л/ = /р y' = bv причем в со-
ставе пучка имеются ионы с несколько различными массами
и скоростями в соответствии с принятыми выше условиями
(46) и (47) гл. III.

Наличие секторного электрического поля несколько услож-
няет задачу. Уравнение (50) гл. III, обобщенное для данного
случая, принимает вид:

(23)

где V—разность потенциалов на обкладках цилиндрического
конденсатора, и /?2 — радиусы его пластин.

При И=0 положим	Тогда из уравнения (23)

следует, что
д»

q * V ’

Соответственно, в случае V=0 положим R =
р _М(М>
Кт~ qH ’

Уравнение (23) тогда можно представить в простой форме:

(25)

Известный ход рассуждений приводит к уравнениям дви-
жения вида:

(Mr*®) = qvHry	(26)

ш

,, d2r Mv2
м1ё=—

qv

— qvH.

'‘"si

Все последующие результаты будут содержать известные
нам уравнения, в которые будет входить коэффициент х:

2/?
Так,

(28)

В данном случае уравнение (72) гл. III выхода ионного
луча имеет вид:

%

-yr- х sin хФ — cos хФ .

(29)

Для электрического секторного поля:

= Ф = Фе; х = хв = ]/'2 и 8 = 8е = Р4--^7.

Для магнитного секторного поля:

я=ят; ф = фм; x = *w = 1 и 8 = 8»» = ?+'Г'

Для простоты Rm и Фт в этом случае сохраним без индексов.

Если уравнение луча, входящего в магнитный анализатор
(рис. 98),

(3°)

то уравнение выходящего из этого поля луча будет:

COS (Ф---£'

cos s'

— в") "I .

2

sin (Ф — е1

cos (Ф — е")

cos в"

COS COS б"

-4-^2 [sin Фtg e" (1—cos Ф)]}.	(31)

Основное уравнение для магнитной линзы сохраняет преж-
нюю форму (79) гл. III:
причем

___ R cos ez cos (Ф — t")

— sin (ф — е' — е")	’

___ /? COS г" COS (ф — ez)

g'2 “ sin (Ф — г — ъ")	'

/____ Rcos g/ cos £"

' sin (Ф — е' — е") '

(33)

(34)

(35)

Для нахождения условий фокусировки по скоростям мы
будем рассматривать только те ионы, которые вступают вдоль
оси в электрическое поле, т. е. ионы, для которых

а1 = ^ = 7 = 0.

Тогда

Л = ?Яв	/2 sin V2Фе +1 — cos V 2Фе].	(36)

Координатные системы (рис. 98) связаны условием:

= Д х2;	Kj = у %.	(37)

Поэтому из (30) и (37):

У1 +	= ₽ [Д /2 sin /2 Фе+Яе (1 — cos /2 Ф^] -

— Р/гйп/гФе-^.	(38)

Введем для сокращения:

В = Д/281п/2Фе-|-/?е(1-со5/2"фе), I

<? = — /251п/2Фе.	)	'

Тогда

V1 = ₽B; Л1 = ₽С.

При этом уравнение (31) траектории в магнитном поле
принимает вид:

Га=----ре/?шпФ + рВС0-5с(Ф-Е/)-

__у Г о л* COS (Ф — ezz) I $В sin (Ф — ez — £zz) ~] .

2 [Р cos е"	* R cos ez cos е"	

+ ₽{/?(! —cosФ)-j- Ag [з‘тФ4-tge"(l —соэФ)]}. (40)
Ионы различных скоростей должны собраться в одной
точке с абсциссой Х2, Это означает, что в уравнении (40)
коэффициент при р должен быть равен нулю.

Таким образом, условие фокусировки по скорости имеет
вид:

У ___	7? (1 — cos Ф) — CR sin Ф + В (cos Ф + tg е" sin Ф) ,. -.

C(cos Ф+tg s" sin Ф) +	*

, В sin (Ф — е'—е")	.	.

4-	-гГ ----7----7Г^ — Sin Ф — tg е" (1 — cos Ф)

7? cos е' cos е"	ь	1

Если формы полей заданы, то, пользуясь этим уравне-
нием, можно найти геометрическое место точек фокусировки
по скоростям.

Вводя величины g*p g*2 и f из уравнений (28), получим:

где



7? (1 — cos Ф) — 7?________

С — sin Ф — tg е" (1 — cos Ф) ’

(42)

(43)

Уравнение (42) формально совпадает с уравнением изобра-
жения.

Имея в виду, что ЛГ1 = Д — х2, можно утверждать, что
поскольку х2 (в электрическом поле) не зависит от массы М
иона, то и Хг в уравнении (43) не должно зависеть от массы.
Это означает, что зависимости R и Ф от массы в уравне-
нии (43) должны быть взаимно скомпенсированы. Таким об-
разом, Xr = 1Г не должно зависеть от массы. Из (43) имеем
условие двойной фокусировки:

В + ^С — Я(1 — cos Ф) — /1 [sin Ф —|—

+	(1 — cos Ф)] = 0.

(44)

Введем К = В 1±С. Как следует из уравнения (36), при
х2 = /2 параметр К есть дисперсия по скорости в электри-
ческом поле:

У. = ₽*•

(45)

Условие двойной фокусировки по скорости и по углу
имеет вид:

К— R (1 — cos Ф) — lx [sin ф + tg е" (1 — cos Ф)] = 0. (46)
Условие фокусировки по скорости (41) и условие двойной
фокусировки (46) пригодны и в случае встречной ориентации
полей, при которой отклонения в них имеют противополож-
ные направления.

В полярных координатах p = 2/?sin^; ф = уФ, и усло-
вие двойной фокусировки имеет вид:

р =	-----^-77 COS (Ф — £')•	(47)

г sin ф COS е" VT /	к /

§ 16.	Масс-спектрограф с двойной фокусировкой

В 1935 г. был осуществлен масс-спектрограф!87] с двой-
ной фокусировкой. Было использовано секторное электриче-
ское поле у-радиан и однородное магнитное поле тг-радиан.
Схема прибора представлена на рис. 94.

Рис. 94. Масс-спектрограф с двойной фокусировкой.

Рассмотрим условие двойной фокусировки. Обращаясь
к рис. 94, можно сказать, что благодаря фокусировке по
углу, лучи, выходящие из Ло и Лп можно считать парал-
лельными.
Радиусы кривизны р и pj двух круговых траекторий,
проведенных из краев щели Ло и	отличаются, очевидно,

на половину ширины s щели, т. е.

s
Р1-Р=т.

(48)

С другой стороны, для того чтобы окружности пересеклись
в точке Во, необходимо чтобы

так как

Р~/Ц)(1 + 8)^/и"о(1 + у).

Отсюда из (48) и (49) получаем условие двойной фокуси-
ровки:

s = 6р.	(50)

Для каждой формы электрического поля условие двойной
фокусировки (50) имеет одно решение для определенной
массы. Поэтому двойная фокусировка имеет место в этом
приборе лишь вблизи основной линии и резко нарушается
при смещении перпендикулярно к Л050.

Анализ показывает, что асимметричное по отношению
к земле напряжение на пластинах цилиндрического конден-
сатора нарушает, хотя и в незначительной степени, работу
прибора. В частности, ухудшается фокусировка и смещается
координата изображения. Более точные значения параметров
с учетом этого обстоятельства указаны ниже в скобках.

Данные прибора можно записать в следующем виде:

Re = 8,48 см, Фе = -^,
(/2)е = Д = 5,66 см, = 0, Ф = тс.

Отсюда (см. § 15) находим: (/1)е=1,0 (1,1) см9 R =
= 20,0 (21,0) см, С= —1,125 (—1,16) см.

Геометрическое место точек изображения совпадает с гра-
ницей поля (Z2, = 0).

Точки, отвечающие условию фокусировки по скоростям,
даются условием:
В данном приборе резкие линии были получены при
Д = 10 см, что находится в полном согласии с расчетом.
Общий вид прибора представлен на рис. 95.

Используя известный уже нам тип искрового источника,
автор исследовал группу элементов, еще не изученных масс-

Рис. 95. Общий вид спектрографа.

спектроскопически: палладий, иридий, золото и платину. На
снимке 6 в приложении приведены масс-спектрограммы 1г и
Pt, Были открыты также некоторые мало распространенные
изотопы редкоземельных элементов.

Разрешающая способность прибора 1 : 1000. Дисперсия
сравнительно невелика: 1 мм на 1% относительной разно-
сти масс.

Недавно [88] была построена более совершенная модель
масс-спектрографа (/?е = 20 см, /?м = 28 см). Она имела
разрешающую способность 1 : 7000 и дисперсию 2,3 мн на
1°/0 относительной разности масс. Источник ионов — высоко-
частотная искра. Были изучены масс-спектры меди, цинка и
платины.
§ 17.	Масс-спектрограф с линейной шкалой

При масс-спектрографических исследованиях крайне удоб-
ной является линейная шкала масс в плоскости фотопла-

Рис. 96. Схема масс-спектрографа с линейной шкалой.

стинки. Такой масс-спектрограф был сконструирован [89]
в 1936 г. Схема прибора дана на рис. 96.

Рис. 97. Конструктивное оформление спектрографа.

Угол магнитного анализатора взят равным 60°. Это зна-
чение довольно близко к вычисленному позднее значению
угла 65°15'. Разрешающая способность прибора 1 : 10 000 при
хорошей интенсивности линий. Дисперсия составляет 5 мм
на 1% относительной разности масс. Для удовлетворитель-
ной работы прибора разброс ионов по энергии не должен
превышать 1°/0. Шкала прибора обладает хорошей линей-
ностью вдоль всего спектра протяженностью 140 мм. Общий
вид прибора дан на рис. 97. Размеры довольно значительны:
р=25,4 см, общая длина пути ионов 1,5 м.

С помощью этого прибора были предприняты исследо-
вания некоторых сомнительных линий в спектрах олова,
ртути, кадмия и свинца. Были проведены измерения боль-
шого числа дублетов масс и вычислены упаковочные множи-
тели, доказано существование изобарных пар с нечетным
массовым числом.

§ 18.	Масс-спектрограф с квадратичной шкалой

В этом спектрографе [0Э] полный отказ от линейности
шкалы масс позволил выбрать ионнооптическую систему,
обеспечивающую совершенную двойную фокусировку вдоль

Рис. 98. Схема масс-спектрографа с квадратичной шкалой.

всего спектра, общая протяженность которого около 300 мм.
Шкала масс при этом получается квадратичной и на одной
фотопластинке можно получить большой участок спектра
масс (рис. 98).

Для получения хорошей фокусировки вдоль всего спектра
масс, укладывающегося на фотопластинке, необходимо, чтобы
геометрическое место точек, являющихся фокусами, было
в одной плоскости. В общем случае, чтобы найти условия

И Зак. 3890. Г. Р. Рик.
существования плоского изображения, надо знать форму гра-
ниц магнитного поля. Имеется, однако, простой случай, когда

изображение лежит заведомо в одной плоскости — когда оно
лежит на границах самого магнитного поля. При этом три
точки В, Вг и D' рис. 41 сливаются и ход лучей может
быть представлен так, как это изображено на рис. 99, при-
чем ОС = СО. Угол COD' непостоянен и плоское изобра-

жение возможно: либо когда совпадает с С — тогда имеем
фокусировку на 180э, либо когда лежит в беско-

нечности, т. е. когда все
лучи, падающие на магнит-
ный анализатор, параллельны
(рис. 100).

Плоскость изображения
образует с направлением СК
угол w = ------у. Угол Ф

одинаков для всех лучей и
равен Ф = у -J- | е' |. Таким
образом:

со

В рассматриваемом масс-
спектрографе ионный источ-
ник находится в фокусе электрической линзы и, по выходе из

нее, ионы в виде параллельного пучка попадают в магнит-
ный анализатор с углом раствора Ф = -^-. Для е' = 0

получаем из (51) угол ориентации фотопластинки со = ^- .
Вдоль фотопластинки проходит и граница магнитного поля.
Направления отклонения в магнитном и электрическом полях
противоположны.

Условие двойной фокусировки можно просто вывести из
следующих геометрических соображений. Ионы данной массы,
имеющие энергию, отличную от U на множитель со-
гласно уравнению (94) гл. III, будут выходить из электри-
ческого анализатора под углом

= —1=- sin ]/2 Фв.
Ход лучей рис. 101 и уравнение (49) позволяют утвер-
ждать, что отношение разности р— pt к р, где pj — радиус

Рис. 100.

кривизны для косо идущего иона, связано с % и Ф уравне-
нием:

^=Jl=-l=:aectg-5->	(52)

или, подставляя Ф = и значение выраженное через Фе,
находим:

“= —7= sin (1^2 (I)e)ctg —,

2 У2	4
ИЛИ

отсюда

/2 sin(/2 Фе)=1,

(53)

Фе = у]/Т = 31°08'.

Таков должен быть угол для электрического секторного
поля, чтобы имела место двойная фокусировка в этом при-
боре. К тем же выводам можно придти, анализируя приве-
денные в § 15 уравнения для случая параллельного пучка.

Таким образом, ионы различной массы образуют по вы-
ходе из электрического анализатора параллельные, но раз-
лично ориентированные пучки, которые фокусируются магнит-
ным анализатором на плоскости, расположенной под углом ~
к граням сектора, на его границе.

Нахождение фотопластинки на границе магнитного поля,
помимо двойной фокусировки, удачно решает задачу об устра-
нении влияния рассеянного магнитного поля. Расстояние между
полями Д и радиус ре электрического поля остаются произ-
вольными. Как и в 180° поле, шкала масс здесь пропор-
циональна р, т. е. корню квадратному из массы.

Дисперсия прибора не превышает 1,4 мм на 1°/0 отно-
сительной разности масс, но ввиду тщательно выполненной
фокусировки, сами линии очень тонкие и положение их может
быть отмечено с точностью до тысячных долей миллиметра.
Разрешающая способность достигает 1 : 6500. Характерные
масс-спектрограммы приведены на снимке 7 в приложении.
С помощью этого спектрографа были тщательно изучены
дублеты масс и распространенность многих изотопов. Осо-
бый интерес представляют данные, полученные по стронцию,
выделенному из старых образцов слюды, содержащих рубидий.

В 1947 г. опубликовано описание [9l] новой конструкции
масс-спектрографа этого типа. Прибор предназначен для изу-
чения изотопов в твердых образцах.

§ 19.	Масс-спектрограф с высокой разрешающей
способностью

Наибольшая разрешающая способность 1: 30 000 была
достигнута в масс-спектрографе [92], общая схема которого
приведена на рис. 102.
Источником ионов служила разрядная трубка низкого
давления. Далее использовался селектор скоростей, позволяю-
щий выделять пучок ионов с малым разбросом по скоростям.

Рис. 102. Масс-спектрограф с высокой разрешающей способностью.

Фокусировка по углу осуществляется 60° секторным ана-
лизатором. Дисперсия спектрографа 14,6 мм на 1°/0 отно-
сительной разности масс.	,

С помощью этого прибора с нз
были исследованы фунда- Л	Л

ментальные дублеты масс. /I	\

Представление о возмож- j \	\

ностях прибора дает рису-
нок 103, на котором при-	Н—1306 мм -------

ведена масс-спектрограмма п то	*

1д . Гл Г Рис. 103. Спектрограмма дублета
дублета CuHj- N^H1.	масс

0

§ 20.	Секторный масс-спектрометр с двойной
фокусировкой

Особое место в системе приборов с двойной фокусиров-
кой занимает сконструированный недавно масс-спектрометр [93].
Общая схема его приведена на рис. 104,

Основными элементами его являются известный тип ион-
ного источника с ионизацией электронами, 90° электроста-
тический анализатор и 60° асимметричный магнитный анали-
затор (§ 17 гл. III). Оригинальная схема стабилизации режима
рассматривается ниже (§ 5 гл. VII).
С ПОМОЩЬЮ этого
способностью 1:2000,

прибора, обладающего разрешающей
были тщательно измерены фундамен-

Рис. 104. Секторный масс-спектрометр для прецизионных
измерений дублетов масс.

/—ионный источник, 2—90° электростатический анализатор,
5—анализатор, 4—6j° магнитный анализатор асимметричного типа,
5—регистрирующая схема, б—вспомогательный масс-спектро-
метр для стабилизации режима прибора, 7—дифференциальный
усилитель, управляющий величиной ускоряющего напряжения,
S—схема высокого ускоряющего напряжения.

тальные дублеты масс. Преимущества масс-спектрометра в
этих измерениях рассматриваются в § 7 гл. VIII.

§ 21.	Масс-спектрометр трохоидального типа —
„трохотрон*

Двойную фокусировку в широком интервале начальных
скоростей и направлений удалось осуществить [94] путем
комбинации поперечного электрического и перпендикулярного
к нему магнитного полей. Уравнения движения в координат-
ной системе рис. 105 имеют вид:

КА	U	I

(54)

где Е — напряженность электрического поля.

(55)

Интегрируя уравнения движения, имеем:

х = Nsin — TVsin с) Jy- Л
у = ?7cos <р — TVcos (й/-|- ?),

где

(56)

(57)

Канонические уравнения трохоиды для случая А рис. 106
могут быть записаны в известной форме:

х — aty -f-	+ р sin ф0 — р sin 6,

у — р cos % — р cos
Сравнивая системы (56) и (58), находим, что траектория
иона — трохоида причем

а qtfi 5	(59)

7V=p;	«+© = <{»; <р = %.	(60)

Уравнение (59) есть основное уравнение прибора, полу-
чившего название „трохотрон".

Рис. 106. Траектории иона в скрещенных полях.

А—укороченная трохоида, В —удлиненная трохоида.

На рис. 106 показаны два типа возможных трохоидаль-
ных траекторий: при р<а имеем укороченную трохоиду —
случай А; при р > а имеем удлиненную трохоиду— случай В.
Случай р = а дает циклоиду.
Из основного уравнения (59) следует, что ионы, пересе-
кающие ось абсцисс в точке х', вторично пересекут ось

в точке

где /=2ка;

2я Е М

(61)

Следовательно, поместив на расстоянии / от входной щели
коллектор, мы соберем все ионы данной массы незави-
симо от величины и направления их начальной скорости.
Другими словами, из уравнения (61) следует, что в данном
устройстве имеет место двойная фокусировка: по скорости и
углу.

Далее, из того же уравнения следует, что шкала масс
вдоль оси х будет строго линейная.

С учетом начальных условий (55) из уравнений (56) имеем:

-v0 sin 0 = pfe sin %,
Е
tf0cosf) =77 — pfecos%.

Исключая отсюда %, находим, что

(62)

Если U—ускоряющее ионы напряжение, а V — разность
потенциалов, создающая однородное электрическое поле Е,
то, вводя коэффициент

V=°>	(63)

получим:

P=2S —-----Н— 4(—) ° cos0 .	(64)

где d — расстояние между электродами, создающими элек-
трическое поле Е.

Из рис. 106 следует, что

Jmttx = pCOS% + p, '
ЛпШ = Р cos Фо — Р- .
Прежде чем ионы достигнут точки фокуса х = / они
пересекают дополнительно ось абсцисс на расстоянии s рав-
ном:

s = 2 (р sin % —	.	(66)

При р < а расстояние $ > 0, при р > а имеем $ < 0.

Дисперсия по массе прибора может быть вычислена из
основного уравнения:

& —	JL дло.	&  6 5 • 104 Е eJCM

(1М~ q №	’	dM ~	Н2 эрстед ’

(67)

где Л1°— масса в граммах 1 ME.

В 1938 г. были построены две модели прибора. В пер-
вой— использовался случай укороченной трохоиды рис. 107.

Рис. 107. Схема масс-спектрометра с укороченной
трохоидой.

/ — диафрагма, 2 — диафрагма, 3—изоляторы, -/ — средняя диафрагма,
снабженная входной и выходной щелями, 5—коллектор ионов.

Основные параметры прибора: 1= 10 см, d = 4>5 см,
0 = зо°. При з = 0,39 и щелях порядка 1 мм были разре-
шены пики, принадлежащие К39 и К41.

Применялся ионный источник с ионизацией медленными
электронами.

Чтобы исключить возможность попадания ионов, кратных
по заряду, диафрагма, ограничивающая пучок в плоскости
щелей, имела размеры меньше половины расстояния между
щелями.

Значительно более удачной оказалась вторая модель, ис-
пользующая удлиненную трохоидальную траекторию (рис. 108).
Рис. 108. Схема масс-спектрометра с удлиненной
трохоидой.

/ — система диафрагм, задающих распределение электрического
поля, 2—диафрагма с входной и выходной щелями.

15



Рис. 109. Масс-спектр этана, полученный
на „трохотроне*.
При 6 = 90° основные уравнения для р > а дают:

(68)

Расстояние между щелями равно 9,5 см, а=1 см,
р = 3 см. Отношение ~ = 2.

Масс-спектрограмма, полученная для этана, дана на
рис. 109.

Опытным путем было проверено, что изменение ускоряю-
щего ионы потенциала U на 50% (!) не нарушает фокуси-
ровки.

Масс-спектрометр был использован для изучения диссо-
циации различных газов при электронной бомбардировке.

В конце 1947 г. появилось краткое сообщение [06]
о 40-ги трохотроне, построенном по принципу удлиненной
трохоиды. Основное назначение прибора—разделение тяже-
лых изотопов. При щелях 0,5 X 76 мм ток на коллектор
для средних масс (Л = 140) достигает 0,3 мка.

II.	ДИНАМИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ

§ 22.	Первый динамический масс-спектрометр

Термин „масс-спектрометр" был впервые применен к устрой-
ству схематически представленному на рис. ПО.

Ионный источник типа разрядной трубки направляет пу-
чок ионов через щель в высокочастотный фильтр скоростей.

Идея его сводится к тому, что через два последовательно
расположенных переменных электрических поля смогут пройти
ионы только одной скорости. Эта скорость связана с часто-
тою электрического поля и расстоянием между'полями. Не-
обходимо, чтобы отклонение, созданное первым полем, было
компенсировано вторым полем. Для этого фаза напряжения
его должна быть противоположной.

Высокочастотные поля тщательно стабилизировались квар-
цем. После отбора ионов по скорости динамическим филь-
тром пучок анализировался электростатическим анализатором.
Измерения велись с помощью электрометра. На этом приборе
был успешно проанализирован изотопный состав кислорода.

Злектрометр

Рис. НО. Первый динамический масс-спектрометр.

Таким образом была решена задача построения масс-
спектрометра без помощи магнитного поля.

§ 23.	Импульсные масс-спектрометры с электрическим
полем

Масс-спектрометрическую систему динамического типа
с чисто электрическими полями оказалось возможным осу-
ществить следующим образом [93] (рис. 111).

Анализируемый газ попадает в источник, в котором про-
исходит ионизация электронами. После обычной системы
линз ионный пучок следует мимо отклоняющих пластин, на-
значение которых сводится к модуляции пучка во времени.
Далее ионный пучок попадает в анализатор, в котором
с помощью электростатической линзы фокусируется на соби-
рающем коллекторе. Общая длина анализатора 317 см, Кол-
лектор через усилитель связан с вертикальными управляю-
щими пластинами катодного осциллографа.

Сущность метода определения массы сводится к тому,
что время пролета ионов от источника до собирающего кол-
лектора зависит от массы иона.

Действительно, согласно (1) гл. III, скорость v иона, про-
шедшего разность потенциалов С7, равна:
ю

МАСС-СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ УСТРОЙСТВА

Рис. 111. Импульсный масс-спектрометр.

1—ионный источник с ионизацией электронами, 2—фокусирующая электростатическая линза, 3—труба спектро-
метра, 4—коллектор ионов, 5—усилитель импульсов, б~ усилитель осциллографа, 7—регулятор электронной
эмиссии источника, 8—генератор импульсов, управляющих ионным током источника и разверткой осциллографа,
0—ускоряющий потенциал, 10—генератор сигналов времени, 11—схема ждущей развертки осциллографа,
12—осциллограф, 13—подача исследуемого газа, 14—откачка анализатора.
Следовательно,

М = -Лг-*

г2

Но и = А , где L — общая длина пути, ат — время по-

лета иона, следовательно,
Ж =	Т2.

(69)

Если с помощью модулирующих пластин придать ион-
ному пучку источника характер импульса, длительностью
около 5 мксек, то, создавая обычную схему ждущей раз-
вертки на горизонтальной оси катодного осциллографа, воз-
можно получить на экране развертку шкалы масс.

Другими словами, группа ионов, вышедших из источника,
разделяется во время их полета, так как легкие ионы летят
быстрее.

Практически ширина импульса, ввиду недостаточной мо-
нохроматичности ионов и различных путей, проходимых ими
в приборе, оказалась рав-
ной 20—30 мксек. В этот
интервал укладывается
около 10 единиц в обла-
сти малых масс и более
50 — в области тяжелых
изотопов.

Результаты, получен-
ные с помощью этого
устройства (рис. 112), п

лишь для качественных измерений. Однако быстрота измере-
ний и сравнительная простота устройства позволяют исполь-
зовать эту систему для анализа смесей, состав которых
быстро меняется во времени.

Совершенно аналогичное устройство, описанное годом
позже, было названо импульсным масс-спектроскопом [131]

Рис. 112. Спектр паров ртути.

г о том, что прибор пригоден

§ 24.	Импульсные масс-спектрометры с электрическим
и магнитным полями

Рассматривая общий случай движения иона в однородном
магнитном поле (§ 10 гл. III), мы показали [(31) гл. III], что
период обращения иона не зависит от величины и направления
его начальной скорости. Он определяется напряженностью Н
магнитного поля и отношением M/q*.

T = 2it-^r.
qH

Постоянство периода обращения иона в магнитном поле
может быть положено в основу устройства динамического
масс-спектрометра [97].

Внутрь трубы (в вакуум) вводится пучок ионов с энер-
гией около 100 эв. Труба находится в магнитном поле соле-

Рис. 113.

/—источник, 2—питание источника, 3—модулятор.
4 — модулирующая диафрагма, 5—соленоид, о —кол-
лектор,/—усилитель,	ждущая развертка, Р—осцил-

лограф, 10—датчик времени.

ноида. На определенном расстоянии f от источника (рис. 113)
находится коллектор.

Если составляющая скорости ионов Фа вдоль магнитного
поля одинакова для всех ионов, то при определенном выборе
магнитного поля Н на коллектор можно собрать все ионы
данной массы М.

Время полета иона по замкнутой траектории в случае
однократно ионизованных частиц:

Т = 652 -гг мксек.

(70)
Для поля Н9 равного 100 з, разность в значении масс
двух ионов ДАТ — 1 соответствует различию их периодов
Дт =6,52 мксек. Этот интервал времени может быть изме-
рен достаточно точно.

Коллектор ионов связан через усилитель с катодным
осциллографом. Ионный пучок модулируется в виде импульсов.

Если в момент входа ионов в прибор привести в дей-
ствие развертку осциллографа, то на его экране мы увидим
спектр масс. Так как период Т линейно растет с массой М
ионов, то шкала масс будет линейна.

Замечательной особенностью данного метода является по-
стоянство разрешающей способности вдоль шкалы масс.
Другими словами, различие на единицу массы у изотопов
в начале и конце периодической системы даст одно и то же
расстояние ДТ между пиками на экране осциллографа. В ста-
тических масс-спектрометрах, как известно, разрешающая спо-
собность убывает с ростом массы.

Метод не предъявляет особенно жестких требований
к ионному источнику в отношении однородности ионного
пучка и ширины щелей. Ввиду относительно высокой ин-
тенсивности можно было бы не ограничивать условия входа
ионов в прибор. Однако возникает опасность попадания на
коллектор ионов кратной массы (М : 2, М : 3 и т. д.). С этой
точки зрения целесообразно собирать ионы после первого
их оборота в поле. Оптимальными данными для прибора
являются: энергия ионов около 100 эв и напряженность
магнитного поля Я= 100 э. Метод целесообразно исполь-
зовать для измерения малых различий в массе тяжелых изо-
топов,

§ 25.	Хронотрон

Дальнейшее развитие динамических масс-спектрометров
привело к системе, получившей название хронотрона ["].
Общая схема прибора дана на рис. 114.

Между полюсами электромагнита диаметром около 40 см
находится плоская камера высотою 5 см. Напряженность
магнитного поля может достигать 800 э. Из ионного источ-
ника в камеру посылается пучок ионов, модулированный по
интенсивности. Модуляция достигается с помощью импульсов
ускоряющего напряжения, амплитудою 600 в и длительностью
около 0,5 мксек. Ионы определенной массы фокусируются

12 Зак. 3890. Г. Р. Рик.
магнитным полем на систему сеток <S2, и <S4. Сетки <S2 и
заземлены, а на сетку 58 могут подаваться положитель-
ные импульсы напряжения малой длительности. Подходя
к системе сеток, ионный пучок тормозится, в результате
чего за сеткой ионы двигаются по окружности несколько
меньшего радиуса. Совершив полный оборот, ионы вновь

Рис. 114. Схема хронотрона.

7—ионный источник, 2—модулятор пучка, 5—электронный
умножитель, регистрирующий ионы.

попадают на сетку 53. В это время на сетку <S3 поступает
следующий импульс тормозящего напряжения, уменьшающий
радиус кривизны последующего участка траектории. Совер-
шив полоборота, ионы достигают регистрирующей системы,
в качестве которой используется сцинтилляционный счетчик
(флуоресцирующий экран в сочетании с фотоэлектронным
умножителем) ["]. Сигнал умножителя после усиления по-
ступает на вертикальные пластины катодного осциллографа.
Горизонтальные пластины осциллографа через схему ждущей
развертки связаны с напряжением, модулирующим ионный
пучок. Выбирая определенным образом частоту модулирую-
щих сигналов, можно заставить ионы совершить некоторое
число оборотов N в камере до попадания на регистрирую-
щую систему.

Тогда время полета Т:

7=652

ММ

-п- мксек,

где М — масса иона в ME.

В одной из моделей хронотрона /V=12. С каждым обо-
ротом часть ионов, движущаяся по окружности наименьшего
радиуса, попадает в регистрирующую систему, давая импульс
на экране осциллографа. Таким образом, на экране осцил-
лографа можно видеть столько импульсов, сколько оборотов
сделал ионный пучок в камере. За интервал времени, изме-
ряемый на опыте, берется расстояние по шкале времени
между вторым и девятым импульсами, т. е. N=T. Для
напряженности магнитного поля Н — 450 э этот интервал
соответствует 10 мксек на одну единицу массы (ME}.

Измеряя время полета ионов известной массы (стандарта)
и время полета ионов исследуемого изотопа, можно найти
массу последнего. Измерение времени полета производится
с помощью стандартного генератора, подающего на тот же
осциллограф отметки времени. Точность измерения времени
составляет 0,01 мксек, что для данного прибора соот-
ветствует различию в массах 0,001 ME. Одновременно
могут изучаться ионы, массы которых лежат в определен-
ном интервале. Действительно, со стороны малых масс спектр
ограничен диафрагмой у системы сеток S2— Со сто-
роны больших значений спектр масс ограничен в силу того,
что тяжелые ионы за время 0,5 мксек (длительность уско-
ряющего ионы импульса напряжения) „не успеют“ выйти
из источника. В приборе имеет место фокусировка по углу
в магнитном поле. Однако необходимо учесть явление рас-
сеяния ионов на молекулах остаточного газа в камере и
влияние поверхностных зарядов, возникающих на стенках
камеры. В указанном выше режиме прибора сечение рас-
сеяния о = 1,2 • 10“14 см2, что дает при давлении порядка
10“6 мм Hg средний свободный пробег ионов в камере
I 350 см. Общая длина пути ионов в приборе, очевидно,
не должна превышать это значение. Наибольшее рассеяние
претерпевают ионы, обладающие малой энергией, т. е. дви-
жущиеся по окружностям наименьшего радиуса. Чтобы уве-
личить время полета иона, следовало бы выбрать малое
значение напряженности магнитного поля. Однако это по-
требовало бы снижения энергии ионов, что привело бы
к росту рассеяния. Наличие поверхностных зарядов на стен-
ках камеры создает напряженность электрического поля
около 2 • 10"3 в/см. Наличие этого поля, распределенного
неравномерно, сообщает ионам составляющую скорости,
перпендикулярную к плоскости полюсов магнита, что при-
водит к добавочному рассеянию ионов. Уменьшить влияние
поверхностных зарядов удалось посредством золочения внут-
ренней поверхности камеры. Указанные являния и ряд
других причин приводят к тому, что соотношение между
временем полета ионов и их массой не остается линейным.
Более точная формула имеет вид:

Т=:а/И(1+еМ),

где а — постоянная, е < 10"6.

В связи с этим в процессе измерений необходимо время
полета ионов данного изотопа сравнивать не с одним, а
с двумя стандартами масс. С помощью этого спектро-
метра [182] были измерены массы целого ряда изотопов:
серы, хлора, калия, брома, рубидия, иода и ксенона с точ-
ностью до 0,001 ME (табл. I в приложении). Разрешающая
способность прибора может быть доведена до значения
1:5000. Измерение относительного содержания изотопов
этим способом менее перспективно.

§ 26.	Радиочастотные масс-спектрометры

Удивительной простотой и портативностью обладает радио-
частотный масс-спектрометр [182J, появившийся в 1950 г.
По существу, это электронная лампа, работающая, как ин-
дикатор массы наполняющего ее газа. На рис. 115 дана
схема прибора. Между катодом К и сеткой С1 приложено
ускоряющее электроны напряжение. Сетки Са, С8, рас-
положены на одинаковых расстояниях s друг от друга.
Пусть С2 и имеют один и тот же потенциал по отноше-
нию к катоду, а на сетку С3 подается переменное напряже-
ние круговой частоты со.
Тогда разность потенциалов между сетками С2 и С3:

E2t9 = Esin(a)/+0)	(71)

и между сетками С3 и С4:

E9i4 = -Esin(<D/+0).	(72)

Пусть внутрь прибора введен иссле-
дуемый газ при давлении 10“4—10“6 ми
Hg. Под действием электронов между
и С2 будут возникать положительные
ионы. Они будут двигаться к сетке (?3
поД влиянием ускоряющего напряжения V,
приложенного к сеткам С2С3.

На пути к сетке С4 ионы приоб-
ретут большую или меньшую энергию
в зависимости от фазы 0 переменного
напряжения в момент входа их в область
С3 <?2.

Положим, что объемных зарядов нет
и что время пролета ионами пути С2 — С4
не зависит от малого по амплитуде пе-
ременного поля сетки С3. Приращение
энергии ионов Д1^ на пути С2 — С4 может
быть найдено следующим образом:

f Газ

Рис. 115. Схема
радиочастотной
масс-спектро-
метрической
лампы.

Д1Г=© f Fdt,

(73)

LW = v

ti/v

qE sin (со/ 0) dt— J ^Esin(o)/+0)d/
о	e/v

или

дц7—

(0

<74)

Максимальному
вечает условие:

значению энергии при изменении 0 от-

(75)

Прц> вариации частоты ш условие максимальной энергии
дает значение для 0 = 46°26/. Тогда — =133°34'.

v
Ионы, проходящие сетку Са при других значениях 0 или
с иной скоростью, приобретут меньшую энергию.

Подставляя значение скорости иона, выраженной, со-
гласно (2) гл. III, через массовое число Л, получим для
однократно заряженных ионов

0*266* 10^ V

(76)

где V—в вольтах, $ — в сантиметрах,/—частота в герцах.

Наибольшее значение энергии могут иметь ионы, удовле-
творяющие этому условию.

Приложим теперь между коллектором Q и сеткой С4
задерживающую разность потенциалов Z так, чтобы пройти
ее смогли ионы, обладающие энергией, близкой к макси-
мальной. Это значит, что при данной частоте и напряжении
достигнут коллектора ионы определенного массового числа А.

Рис. 116. Зависимость от частоты
энергии, приобретенной ионом.

Рис. 117. Зависимость
анодного тока лампы от
частоты (ионы ртути).

Прибор, таким образом, является масс-спектрометром. Раз-
решающая способность его может быть найдена следующим
образом. На рис. 116 дана зависимость энергии, приобре-
тенной ионами, от числа циклов W изменения потенциала на
сетке С3 за время пребывания ионов в переменном поле.

Если Z — задерживающий потенциал, то коллектора до-
. , 2уоз	л

стигнут ионы, для которых N = —— лежит в пределах от А
до В (рис. 116).
Положению максимума отвечает значение NQ =	=

= 267° = 0,74 периода. Зависимость анодного тока лампы
от частоты / (для ртути) дана на рис. 117.

Разрешающая способность лампы крайне незначительна.

Ее можно повысить, применяя
несколько последовательно
включенных секций, питаемых
общим источником высокоча-
стотного напряжения. Время
пролета ионов от одного ка-
скада к другому должно быть
кратно периоду питающего на-
пряжения.

Масс-спектрометрическая
кривая для ртути, полученная
в трехкаскадном приборе, дана
на рис. 118.

Рис. 119. Общий вид лампы.

Рис. 118. Масс-спектр ртути в трех-
каскадном приборе.

Разрешающая способность этого прибора — от 3 до 6%.
Общий вид его дан на рис. 119.

Изготовление электродов должно быть исключительно
точным. Существенное влияние на светосилу прибора оказы-
вает прозрачность его сеток. Прибор может быть отградуи-
рован по известным ионам и снабжен соответствующей
шкалой. Бесспорно, что для простых анализов легких газов
радиочастотный масс-спектрометр найдет себе широкое при-

менение.

Другой принцип радиочастотного масс-спектрометра, пред-
ложенный [10°] в 1951 г., использует колебательное движе-

Рис. 120. Схема радиочастотного
масс-спектрометра.

ние иона в электрическом
поле с параболическим рас-
пределением потенциала. На
рис. 120 дана схема прибора.
Вдоль системы электродов
создано параболическое рас-
пределение потенциала с по-
мощью источника э. д. с. Vo
и омического потенциометра.
Две внутренние диафрагмы
питаются от высокочастот-
ного генератора. Ионы обра-
зуются электронным лучом,
идущим вдоль плоскости
диафрагмы. Попадая в высо-
кочастотную часть прибора,
ион начинает совершать ко-
лебательное движение вдоль
оси х.

Уравнение движения иона может быть представлено в сле-

дующем виде:

d*x _ dV
dP ~~ q дх '

(77)

откуда

х = A sin

где k — некоторая постоянная.

Период колебания иона

Т=2т:

(78)

(79)

Ион будет непрерывно ускоряться высокочастотным полем,
если период его собственных колебаний То связан с перио-
дом т высокочастотного сигнала следующим соотношением:

Т0 = (2/-1)г,

(80)

где j — целое число.

М

^2 t

М 2

М 1
q№ ’ 2 '
Совершая колебания со все возрастающей амплитудой,
ион сможет достигнуть коллектора прибора.

Таким образом, для массы иона получаем уравнение
из (79):

М = (2_/-1)®-^-,	(81)

где f—частота генератора.

Разрешающая способность может быть найдена согласно
уравнению

Дм = (2/-1)^,	(82)

z у т

где Vm—максимальное значение переменного напряжения.

§ 27.	Применение ускорительных устройств
в масс-спектроскопии

Для целей масс-спектроскопии возможно использовать
различные ускорители, предназначенные для получения заря-
женных частиц большой энергии.

В частности, с помощью циклотрона, теория работы
которого тщательно разработана [101], возможно произвести
не только идентификацию изотопов по массе, но и их коли-
чественное разделение.

В 1939 г. на циклотроне было доказано [102] существо-
вание стабильного изотопа гелия с массою 3. В циклотроне
был получен пучок ионов Не8 и осуществлена реакция:

Si26 + He8->P*804-p,

р*80 Siso

в результате которой можно было наблюдать радиоактивный
изотоп фосфора с известным периодом полураспада.

Используя циклотрон в качестве масс-спектрографа р08] и
применяя для регистрации частиц толстослойные фотопла-
стинки, М. Мещерякову с сотрудниками удалось показать,
что изотоп Не6 может содержаться в гелии из газовой сква-
жины в количестве не более 1: 10е по отношению к Не8.

Тем же путем В. Хлопин и Э. Герлинг доказали р04],
что гелий радиоактивного происхождения не содержит в своем
составе изотопа гелия с массою 3, точнее, отношение

Не3

Не4

2 • 1О-10.

Несмотря на важность достигнутых результатов, можно
утверждать, что прямые масс-спектроскопические измерения
в этом случае, несомненно, имеют преимущества перед по-
добными экспериментами с циклотроном. Более целесооб-
разно использовать циклотрон для количественного разделе-
ния изотопов.

На возможность применения линейного ускорителя для
масс-спектроскопических целей указали Д. Алхазов и А. Му-
рин [10Б] в 1941 г. Преимущества линейного ускорителя
особенно существенны при количественном разделении изо-
топов, когда плотности ионного тока велики и необходимо
учитывать объемные заряды. Авторы считают, что уско-
ритель будет иметь преимущества перед обычным масс-
спектрометром в отношении интенсивности ионного пучка.
В линейном ускорителе ионы различной массы приобре-
тают различную энергию, поэтому их можно разделить, на-
пример, с помощью поперечного электрического поля. Так,
для ускорителя, работающего при амплитуде напряжения 40 кв
при длине первого электрода 10 см и 20-кратной частоте,
можно уже после третьего ускорения достигнуть значитель-
ного различия в энергии. При этом линейный ускоритель
оказывается более выгодным по сравнению с циклотроном
в отношении влияния объемного заряда. Теория ускорителей
хорошо разработана [121], поэтому условия использования их
в масс-спектроскопии не нуждаются в подробном обсуждении.

Динамические масс-спектрометры оказываются весьма
ценными приборами для непрерывного анализа изотопного
состава газовых смесей. Вместе с тем устройства типа хро-
нотрона с успехом конкурируют с обычными масс-спектро-
метрами при измерениях в области больших масс.
ГЛАВА VI

МЕТОДЫ РЕГИСТРАЦИИ ИОНОВ

§ 1. Общие замечания

Регистрация инонов в масс-спектроскопических устрой-
ствах является весьма важной и ответственной процедурой,
от тщательности проведения которой зависит достоверность
полученных данных.

Для регистрации ионов стабильных изотопов могут быть
использованы: 1) фотографический метод, 2) метод электри-
ческого заряда, 3) метод вторичной эмиссии, 4) сцинтилля-
ционный счетчик ионов.

Для ионов радиоактивных изотопов, помимо этого, при-
меняется высокочувствительный 5) радиометрический метод.

Поток положительных ионов [106] был впервые обнаружен
в разрядной трубке по свечению. В первых исследованиях
положительных ионов пользовались экранами, покрытыми фос-
форами (сернистым цинком, виллимитом). Визуальное наблю-
дение ионного пучка с помощью светящегося экрана требует
значительных интенсивностей и сравнительно просто осущест-
вляется для очень легких ионов, например водорода. В настоя-
щее время [82] такие экраны обычно служат для вспомогатель-
ных целей при настройке аппаратуры.

§ 2, Фотографический метод

Первое применение [в2’107] фотографической пластинки
для непосредственной регистрации положительных ионов
относится к 1910 г.

Следует указать, что фотографический метод был цели-
ком перенесен в масс-спектроскопию из оптики, со всеми
закономерностями, известными для обычных фотопроцессов.
Вместе с тем очевидно, что механизм взаимодействия ионов
различных масс, зарядов и скоростей с фотоэмульсией заве-
домо иной, чем для фотонов. Ряд исследований I108’61 ], выпол-
ненных с целью выяснения законов почернения фотоэмульсий,
для ионов носит чисто эмпирический характер и часто при-
водит к противоречивым результатам.1

Фотографический метод применяется в масс-спектрогра-
фах. При этом требуется зарегистрировать положение линий
масс в плоскости пластинки и интенсивность линий. Первая
задача решается удовлетворительно. Энергия регистрируемого
иона должна быть достаточна для фотохимического возбу-
ждения зерен эмульсии. Пределом чувствительности фото-
пластинки является регистрация ионов массою около 40 при
энергии 100 эв. Для получения плотности почернения 0=0,3,
при одноминутной экспозиции, необходим ионный пучок,
плотность которого равна 1,32 • 10-8 а'см2 для ионов лития
с энергией 1420 эв. Для предельно малой плотности почер-
нения 0 = 0,04 в тех же условиях необходимо иметь ионы
лития с энергией 460 эв или ионы цезия с энергией 920 эв.
В качестве фотослоя применяется самая разнообразная номен-
клатура эмульсий. Хорошие результаты для тяжелых ионов
дают фотопластинки, обработанные по Шуману в серной
кислоте для растворения излишнего слоя желатины. Однако
срок сохранности этих пластинок очень мал и их нужно
готовить перед употреблением. По данным Л. М. Неме-
нова [183], полученным для пластинок с эмульсией, обрабо-
танной по Шуману, для ионов лития с энергией 5000 эв
при экспозиции 5 минут наименьшая плотность тока, создаю-
щая видимое глазом почернение, составляет 1,8 • 10-12а/(Ш2.
Для специальных фотопластинок с тонким слоем эмульсии
и высокой концентрацией серебра плотность тока в этих же
условиях составляет 2,1 • 10~12я/сл<2. Следует иметь в виду,
что фотометрировать такие пластинки еще нет возможности
даже с помощью микрофотометра. Пробег ионов в эмульсии
крайне мал по сравнению с толщиной самого фотослоя.
Вследствие этого в процессе проявления фотопластинки воз-
можно нарушение формы и взаимного расстояния между
линиями. Следы слабой линии могут быть вовсе потеряны
на фоне других более интенсивных линий. Особенно велика

1 Бесспорным выводом является необходимость применять ионы

с энергией не менее 5000 эв для получения достаточно ярких линий.
опасность подобной ошибки в случае малой разрешающей
способности масс-спектрографа. Ошибки такого рода имели
место, например, при изучении изотопного состава ксенона
в 1923 г. Позднее, в 1935 г., линия изотопа никеля 64 оши-
бочно была отнесена к случайным загрязнениям, так как ее
интенсивность падала по мере работы прибора. Особенно
много недоразумений было на этой почве в исследованиях
по методу парабол.

Было установлено, что экспонированные ионным пучком
участки эмульсии теряют чувствительность к свету. Можно
легко получать „обращенное" фотографическое изображение.
Достаточно для этого открыть на свету фотопластинку, про-
экспонированную под ионным пучком. В местах воздействия
ионов остаются белые линии, а остальная поверхность пла-
стинки на свету темнеет. Эту картину можно закрепить в
фиксажной ванне.

Вторая задача — измерение процентного содержания изо-
топов по интенсивности почернения линий на фотопластинке —
решается менее удовлетворительно. Исследования показали,
что при сравнительно коротких экспозициях зависимость по-
чернения фотослоя от интенсивности ионного пучка близко
соответствует обычному логарифмическому закону почерне-
ния, известному в фотографии. При длительных экспозициях
имеют место отступления от этого закона, в частности —
насыщение характеристики наступает ранее, чем для света.
Ввиду этого, а также частичного растворения слоя желатины
в процессе проявления, ошибки в оценке интенсивности ли-
ний достигают высоких значений.

Зависимость чувствительности фотопластинок от массы
регистрируемых ионов очень сильная. Так, для ионов ртути
чувствительность пластинки примерно в 50 раз ниже, чем для
ионов водорода той же энергии. Еще при работе по методу
парабол было отмечено, что наибольшую интенсивность имеют
линии водорода, хотя в действительности в разрядной трубке,
служившей источником ионов, преобладали другие ионы,
в частности СО2. Это было установлено с помощью элек-
трического метода измерения интенсивности линий. Различие
в зарядах ионов еще более усложняет расшифровку масс-
спектрограмм по интенсивности. Можно сказать, что фото-
графический метод регистрации пригоден для определения
положения линий в масс-спектрографе при условии, что сами
линии хорошо разрешаются. Измерение интенсивности линий
на фотографической пластинке всегда связано с ошибками,
поэтому здесь целесообразно воспользоваться другими мето-
дами измерений.

Для фотографической регистрации ионов предпочтительно
применять тонкослойные эмульсии с высокой концентрацией
серебра. Фотопластинки этого типа получили наименование
Q-пластинок. Процесс фотографической обработки пластинок
должен проводиться строго идентичным образом во всех
опытах.

§ 3.	Метод электрического заряда

В масс-спектрометрах регистрация ионного пучка ведется
электрическим методом. Сущность его сводится к измерению
заряда, накапливающегося на особом электроде — коллекторе

при попадании на него ионного пучка.

Так как все ионы поочередно следуют по одной и той же
траектории, то обычно достаточно иметь один коллектор и

Рис. 121.

одну электрическую схему для изме-
рения его заряда. Эта задача совер-
шенно идентична обычному иониза-
ционному методу измерения, исполь-
зуемому в радиометрических иссле-
дованиях.

Если коллектор (рис. 121) сое-
динить с землей через высокоомное
сопротивление /? порядка 1011 —
1012 ом, то сила тока, протекаю-
щего по этому сопротивлению, бу-
дет мерою интенсивности ионного

пучка, падающего на коллектор. Токи на выходе масс-спек-
трометра обычно лежат в интервале от 10~п до 10~9 а.

Методы измерения таких токов хорошо разработаны и опи-
санию их посвящена специальная литература [109]. Поэтому в

дальнейшем мы лишь кратко упомянем основные измеритель-
ные схемы, останавливаясь преимущественно на специфиче-
ских для масс-спектрометрии особенностях.

Прежде всего остановимся на устройстве коллектора. На
него падает ионный пучок с энергией, обычно не меньше
1000—2000 эв. При этом из металла коллектора и из краев
щели анализатора будут вырываться электроны. Если не
предусмотрено никаких дополнительных устройств, то эле-
ктроны, уходя с коллектора, будут повышать его заряд и
исказят результаты наших измерений. Практически гораздо
более существенным следствием этого явления будет неста-
бильность ионного тока при измерениях.

Поэтому вблизи коллектора создают электрическое поле,
задерживающее вторичные электроны. Необходимо также

устранить опасность попадания на кол-
лектор рассеянных положительных ионов
из прилегающей области анализатора. Кон-
струкция коллектора, учитывающая все
эти соображения [41], дана на рис. 122.
Напряжение на экранирующей диафраг-
ме— 50 в,

К коллектору предъявляется еще одно
требование — наличие малой емкости по
отношению к заземленному анализатору.
Требование это совершенно понятно, так
как в сочетании с высокоомным сопроти-
влением R коллектор образует электриче-

Рис. 122.

скую цепь с большой постоянной времени.

Если /?==1012 ом и емкость коллектора и регистрирующей

ток системы С= 10 см= 10'11 §6, то постоянная времени

т=10 сек. Это весьма сильно осложнит измерение, так как

необходимо будет выжидать установления тока при всяком
изменении параметров масс-спектрометра. В еще большей
степени это обстоятельство затруднит получение развертки

шкалы масс во времени.

Современные масс-спектрометры обычно снабжаются не
одной, а двумя коллекторными системами. Положение щелей,

ведущих к коллекторам, рассчитано так, что на коллекторы
попадают ионные токи от близких по массе изотопов. В этом
случае масс-спектрометр называется двулучевым. Таким обра-
зом можно одновременно измерить интенсивность двух линий,
не очень сильно отличающихся по массе изотопов, что исклю-
чит ряд ошибок, связанных с изменением общей интенсивно-
сти ионного тока во времени.

Схематическое устройство такого двойного коллектора [42J
дано на рис. 123.

Для перекрытия большого диапазона ионных токов в
процессе измерения необходимо иметь набор из нескольких
сопротивлений от 1012до Ю9 ом так, чтобы разность потен-
циалов на концах сопротивления не превышала 1 в. Сопро-
тивления, используемые в схеме, должны быть исключительно
высококачественны. Схема, регистрирующая ионный ток на
коллектор, должна быть рассчитана на предельное входное на-
пряжение порядка 1 в,

Рис. 123. Коллекторная система двулучевого спектрометра.

/-'Первый ионный луч, 2 —второй ионный луч, 3—второй коллектор, 4~первый
коллектор, 5 — противодинатронный экран, 6~ заземленный экран, 7—выходные
изоляторы коллекторов, S—выходной изолятор экрана.

Для этой цели можно использовать следующие обще-
известные методы: 1) электрометр (струнный или квадрант-
ный), 2) ламповый электрометр с гальванометром на выходе,
3) многокаскадный усилитель постоянного тока, 4) динами-
ческий электрометр, 5) усилитель переменного тока низкой
частоты (для модулированного пучка в источнике).

Для двулучевого масс-спектрометра необходимо иметь
схему, позволяющую непосредственно определять отношение
ионных токов на обоих коллекторах.

§ 4.	Электрометрическая схема измерения
ионного тока

Первое применение электрометра в масс-спектроскопии
относится к 1918 г. [72]. Работа с электрометром в случае
токов 10-18—10-12 а не представляет никакого труда. Осо-
бенно пригоден квадрантный электрометр, позволяющий легко
осуществить запись на светочувствительной бумаге.
Для электрометров общеизвестны три основных способа
измерения — метод постоянного отклонения, метод натекания
и метод компенсации.

Первый из них также требует применения хорошего
высокоомного сопротивления в цепи коллектора и в настоя-
щее время вряд ли здесь может быть сочтен целесообразным.

Второй метод более чувствителен и может представлять
интерес в случае отсутствия надежного сопротивления для
цепи коллектора. К изоляции коллектора при этом предъяв-
ляются особенно высокие требования. Сопротивление утечки
коллектор — земля должно быть не менее 101С ом.

Компенсационный метод измерения с электрометром был
использован в первом масс-спектрометре [48]. Схему измере-
ний можно проследить на рис. 79.

Ионный ток компенсировался током ионизационной ка-
меры. Компенсация осуществлялась посредством изменения
величины диафрагмы, отделяющей камеру от источника радио-
активного излучения (старые ампулы с радоном). Электрометр
служил в качестве нулевого прибора. Впоследствии взамен
электрометра использовался электроскоп.

§ б. Схема с лампой^электрометром

Рассмотрим кратко одну из современных электрометри-
ческих мостовых схем[110].

На рис. 124 приведена удобная схема, использующая
разрезную (сдвоенную) электрометрическую лампу (FP-54) и
гальванометр с универсальным шунтом на выходе» По сравне-
нию с ординарной электрометрической лампой устойчивость
схемы резко повышается. Так, изменение накала на 1% вы-
зывает разбалансировку ординарной схемы, эквивалентную
появлению входного напряжения около 100 мв. Для сдвоен-
ной лампы эта величина снижается для подогревного оксид-
ного катода до 0,1 мв.

Общий коэффициент усиления схемы по току составляет
около 5 • 105. Прецизионное сопротивление R должно быть
выбрано в соответствии с диапазоном измеряемых токов.

Особенностью схемы является возможность измерения
токов в широком диапазоне 10~и —10’10я. При масс-
спектромегрических измерениях следует иметь в виду, что
подобные схемы чувствительны к магнитным полям. Поэтому

13 Зак. 3890. Г. Р. Рик.
очень важное значение имеет расположение электрометри-
ческой лампы в приборе. При снятии масс-спектрометриче-
ских кривых путем изменения магнитного поля обычно
наблюдается сползание нуля схемы, так как полная экра-
нировка лампы от рассеянных магнитных полей очень сложна.

Рис. 124. Схема с вразрезной" лампой-
электрометром.

Для исключения утечек по поверхности стеклянного баллона
лампы, ее обычно помещают в камеру, из которой откачи-
вается воздух. Весьма важное значение имеет правильная
наладка схемы и систематическая проверка ее линейности и
чувствительности. Удобные приемы для этих целей можно
найти в цитированной выше литературе.

По сравнению с хорошо налаженным электрометром
схема лампового электрометра не дает выигрыша в чувстви-
тельности. Однако работа с такой схемой значительно удоб-
нее и надежнее.

Полная схема электрометрического каскада, соединенного
с усилителем постоянного тока I41], приведена на рис. 125.

Рис. 125. Схема усилителя постоянного тока.

При сопротивлении /?1б=10псш усилитель позволяет из-
мерять токи до 10"14 а. Сползание нуля схемы за час
работы соответствует изменению тока на входе на 3 • 10"1ьл.
Схема линейна с точностью до 0,1%,

Питание усилителя осуществляется от сети переменного
тока. Усилитель имеет отрицательную обратную связь, пода-
ваемую с выходной нагрузки на вход через /?1б.

§ 6. Схема, измеряющая отношение двух
ионных токов

Возможность получить в процессе измерения отноше-
ние двух ионных токов, попадающих на оба коллектора
прибора, была показана в 1947 г. [11Х]. Следует указать, что
при пользовании этим методом особенно высокие требования
должны быть предъявлены к высокоомным сопротивлениям
в цепи каждого коллектора, так как изменение их величины
во времени или при нагрузке током приведет к ошибочным
результатам. На рис. 126 дана схема, предназначенная для
этой цели.

Рис. 126. Измерение отношения двух токов.

Первый коллектор соединен с входом усилителя, обладаю-
щего коэффициентом усиления К. Установлена 100% отрица-
тельная обратная связь. Напряжение на выходе этого
усилителя равно:

V, = Kvv	(1)

где *4 — напряжение на входе.

Оно складывается из падения напряжения на сопротивле-
нии /?х при прохождении тока Д и сигнала отрицательной
обратной связи:

=	(2)

Из (1) и (2) следует:

у ___ К Г D

(3)
Если	что обычно и имеет место, то можно

считать V1 = IlRv При этом существенно, что изменения К,
связанные с изменением режима (источники питания, разо-
грев цепей и т. п.), не скажутся на выходном напряже-
нии

В цепи второго коллектора имеется обычная мостовая
схема с ординарной электрометрической лампой (FP-54).
С помощью переключателя мы можем перевести эту
схему из обычного режима (SQ в положении Z), когда со-
противление /?2 заземлено нижним концом, в особый режим
(So в положении II), При этом из входного напряжения v%
будет вычитаться часть выходного напряжения заданная
плечами потенциометра /?0.

Показания гальванометра G в цепи для измерения /2
можно свести к нулю, если на участке сопротивления /?0,
подключенном в схему, напряжение будет точно равно
= 4^2'

Если обозначить через х отношение рабочего плеча по-
тенциометра Ro к полной его величине, то условие компен-
сации для О будет:

(4)
или, имея в виду (3):

(6)

Отсюда интересующее нас отношение токов:

Исключительно важно то обстоятельство, что условие
компенсации (4) не зависит от изменений ионных токов
Zj и /2, если они изменяются одинаково, так как в любой
момент времени правая часть уравнения (4) пропорциональна
току /Р

Наличие отрицательной обратной связи понижает, как
известно, в 1 раз постоянную времени в цепи первого
коллектора. Уменьшается в то же число раз и шунтирующее
действие внутреннего сопротивления лампы.

Стабильность электрометрической схемы, подключенной
ко второму коллектору, должна быть настолько высокой,
чтобы гальванометром мог быть обнаружен сигнал на входе
v2 = 20 мкв. Точность измерения соотношения токов Z1 и Z2
определяется степенью стабильности каскада с лампой
(FP-54). Данная схема обеспечивает при тщательной наладке
ее и предварительном двухчасовом прогреве точность изме-
рения отношения двух токов (отличающихся по величине
в 100 раз) равную 0,7%.

Ввиду несомненной выгоды многокаскадного усилителя
постоянного тока с отрицательной обратной связью целесо-
образно использовать его в цепи обоих коллекторов [42].
Подобная схема приведена на рис. 127,

Рис.-127. Схема, измеряющая отношение двух ионных
токов.

Оба канала усилителя совершенно симметричны. На
рисунке приведен полностью только один канал. В цепи
коллекторов имеются сопротивления 4*1010ол<, служащие,
как и в схеме рис. 126, одновременно и для установления
отрицательной обратной связи в усилителях. Особый инте-
рес представляет выходная измерительная схема (рис. 128),
подключаемая к усилителю первого и второго канала [42J.
Эта схема позволяет вести измерения различными методами:

1)	измерять ионный ток на каждом коллекторе незави-
симо от соседнего канала;
2)	подключать чувствительный гальванометр с универ-
сальным шунтом на выход каждого из каналов (параллельно
или /И2);

3)	подать выходное напряжение одного из каналов на
постоянное сопротивление Л24 = 100 000 ом, а другое — на
декадный потенциометр /?2б = 100 000 ом.

Рис. 128. Схема выхода усилителей.

Тогда можно измерять отношение токов на коллекторах,
подбирая с помощью /?2б равновесие схемы по гальвано-
метру.

При равенстве сопротивлений и /?2 (рис. 127) отно-
шение измеряемых токов равно отношению сопротивлений
/?24 и /?2б в момент балансировки схемы (гальванометр не
отклоняется);

4)	сравнивать каждое из выходных напряжений У1 и V2
с напряжением эталонной батареи путем выбора /?2В, соот-
ветствующего нулевому отклонению гальванометра.
Эта очень удобная схема нашла широкое применение
в масс-спектрометрии. Балансировка каждого усилителя осу-
ществляется сопротивлениями и /?16 (соответственно
и так, чтобы в отсутствии ионного тока на выходном
приборе были нулевые показания. Флюктуации измеритель-
ной схемы на выходе не превышают 0,3 мв, Точность изме-
рения отношения токов (для случая /:;/2=100) составляет
около 0,1%.

§ 7. Применение преобразователей для измерения
ионного тока

Как ни совершенна рассмотренная выше схема для измере-
ния ионных токов, все же задача усиления переменного тока
определенной частоты решается более простыми и надежными
средствами. Поэтому предпринимались попытки преобразо-
вания ионного тока в переменный сигнал определенной
частоты с последующим его усилением.

Один из методов [80] сводится к модуляции ускоряющего
напряжения, питающего ионный источник, переменным на-
пряжением звуковой частоты (например 200 гц). Тогда на
выходе масс-спектрометра можно использовать усилитель
резонансного типа, настроенный на эту частоту, и обычный
шлейфный или катодный осциллограф. Нетрудно понять, что
этот метод неизбежно повышает ошибки измерений (до
3-5%).

Более удобное решение идеи преобразования тока до его
усиления было найдено на основе параметрического метода
модуляции Л. И. Мандельштама и Н. Д. Папалекси. При-
бор, реализующий этот принцип, получил название динами-
ческого электрометра [112* 109j. Сущность его действия по-
ясняет рис. 129.

. Если на коллектор попадает заряд Q, то на обкладках
конденсатора емкостью С возникает разность потенциалов
£/=§-

Представим себе, что емкость С путем вращения пла-
стин или их вибрации меняется во времени по закону:

С = Со -|- <?1 sin со£,

(7)

где со — круговая частота колебаний.
Тогда на
потенциалов

или, разлагая

обкладках конденсатора появится разность

Q

+ Qsin ’

знаменатель в ряд (С\ <d Со), имеем:

U == — — С< -Д sin cof,
с 1 г2 •
Go 0

U = t70(l —/ssinco/),

(8)

(9)

(Ю)

где t70 = -~ — среднее напряжение на конденсаторе;

Рис. 129. Блок-схема преобразования и усиления
тока.

/ — коллектор, 2 — преобразователь, 3 —усилитель сигнала
преобразователя, 4—выходной прибор, 5 —задающий генера-
тор, 6—негативная обратная связь.

Коэффициентом преобразования Л будем называть отно-
шение эффективного переменного напряжения на обкладках
к среднему напряжению UQ. Очевидно,

kU« k

/2 Uо	V2 ’

(П)

Коэффициент преобразования, таким образом, целиком
определяется глубиной модуляции емкости. Отсюда возни-
кают жесткие требования к стабильности преобразователя.

Сигнал с емкости С поступает на вход резонансного
усилителя с коэффициентом усиления <—-4000, настроенного
на частоту преобразования. Процесс усиления заканчивается
детектированием с помощью синхронного детектора, упра-
вляемого самим преобразователем. Последнее обстоятельство
позволяет сильно повысить стабильность всей системы и
питать прибор от сети переменного тока.

Было осуществлено два типа преобразователя: с язычко-
вым якорем и с мембраной. Особое внимание пришлось обра-
тить на контактную разность потенциалов, существующую
между обкладками конденсатора. Для ее стабилизации по-
верхности пластин золотятся, а весь преобразователь поме-
щается в атмосферу инертного газа (аргон). Частота преоб-
разования должна лежать за пределами собственных частот
колебаний электродов ламп.

О возможностях динамического электрометра можно су-
дить по следующим цифрам.

Чувствительность электрометра: 1 мв, при входном со-
противлении 1016 ом, входная емкость 40 пкф, уровень шумов
на входе, обусловленный в основном тепловыми флюктуа-
циями, 25 мкв, сползание нуля за сутки 0,1 мв. Прибор
настолько стабилен в работе, что может быть оформлен
в виде переносной конструкции. Частота преобразования —
около 1000 гц.

Схема может быть соединена с коллектором значительным
по длине кабелем и вынесена за пределы рассеянных магнит-
ных полей.

Метод динамического электрометра весьма перспективен
и, повидимому, найдет широкое применение при измерении
малых токов 10~п — 10~14a.

Метод электрического заряда в различных его формах
обладает большой постоянной времени входной цепи. В связи
с этим все измерения связаны с затратой времени на уста-
новление режима.

Снятие масс-спектрометрической кривой в среднем зани-
мает не менее 30—40 мин. Помимо чисто практических
неудобств, столь большая инерция измерительной схемы
означает, что требования к стабильности общего режима
масс-спектрометра резко повышаются. В результате прихо-
дится создавать многочисленные электронные схемы, поддер-
живающие на протяжении длительного времени неизменный
режим работы установки (ускоряющее напряжение, магнитное
поле, интенсивность ионного тока, чувствительность измери-
тельной схемы и т. д.). Исключением является метод моду-
§ 8] ПРИМЕНЕНИЕ ВТОРИЧНО-ЭЛЕКТРОННОГО УМНОЖИТЕЛЯ 203
ляции ускоряющего напряжения для получения развертки
шкалы масс, однако, как указано выше, точность измерений
в этом случае меньше. Методом электрического заряда
можно измерить токи, превышающие 10“17 а, что соответ-
ствует примерно 125 ионам/сек.

§ 8.	Применение вторично-электронного
умножителя

Явление вторичной электронной эмиссии было впервые
использовано в 1932 г. советским инженером Л. А. Кубец-
ким [ns] для целей усиления малых фототоков. Построенный
им фотоэлектронный умножитель представлял собою фото-
элемент, объединенный в одном вакуумном баллоне с много-
каскадным электронным усилителем. Общая чувствительность
фотоумножителя составляет несколько ампер на люмен.
Свойства фотоумножителей хорошо изучены [ш]. Они нашли
себе применение для регистрации слабых световых потоков.
Предел чувствительности фотоумножителей ставит наличие
термоэлектронной эмиссии его активных поверхностей, в пер-
вую очередь фотокатода. Ток на выходе умножителя в от-
сутствие светового потока, так называемый „темновой токи,
достигает 10~6а. Вторичная эмиссия электронов происходит
также и под действием ионов. Однако ионный пучок должен
непосредственно воздействовать на катод умножителя. С дру-
гой стороны, необходимо снизить термоэлектронную эмиссию
самого катода. Для этого существуют две возможности:
понизить температуру катода и его активных поверхностей
с помощью сухого льда или жидкого воздуха, либо выбрать
в качестве катода и активных поверхностей умножителя
слои с большой работой выхода.

Первое практическое применение вторично-электронного
умножителя в масс-спектроскопии [пб] относится к 1939 г.
Умножитель составляет одно целое с камерой масс-спектро-
метра. В связи с этим активные поверхности умножителя
должны удовлетворять еще одному требованию — не терять
своих качеств после кратковременного напуска атмосферного
воздуха в прибор. Общая схема прибора дана на рис. 130.

Бериллий и некоторые сплавы серебра, меди и магния
обладают коэффициентом вторичной эмиссии от 4 до 9,
имеют малый темновой ток при комнатной температуре и
восстанавливают свои свойства после контакта с атмо-
сферным воздухом при простом прокаливании электро-
дов в вакууме. Умножитель, использованный для реги-
страции ионов в масс-спектрометре, имел 12 каскадов.
Фокусировка электронов — электростатическая. Она дости-
галась выбором соответствующей формы электродов, нави-
сающих один над другим. Электроды изготавливались из
никелевой жести и покрывались путем испарения в вакууме
тонким слоем бериллия. При напряжении 330 в на каскад
общий коэффициент усиления по току достигал 100 000.

Рис. 130. Применение умножителя в масс-спектрометре.

Коллектор умножителя подключался к усилителю с катод-
ным осциллографом на выходе. Фон регистрирующей системы
составлял всего лишь 0,2 имп/мин. В этих условиях было
возможно надежно регистрировать импульс от попадания
каждого иона на катод умножителя.

Исследование умножителя было произведено для различ-
ных по массе и энергии ионов. Было найдено, что моле-
кулярные ионы водорода образуют почти в два раза
больше вторичных электронов, чем атомные ионы водорода.
Выход вторичных электронов мало меняется при изменении
энергии ионов в интервале от 5 до 20 кэв. При этом было
установлено, что величина импульса на выходе умножителя
зависит от места попадания иона на катоде. Эта особен-
ность умножителя, свазанная с несовершенством фокусирую-
щей системы его, в масс-спектрометре не столь суще-
ственна, так как ионный пучок ограничен выходной щелью
и всегда попадает в одно и то же место катода.

Основное преимущество подобного метода регистрации—
малая постоянная времени измерительной схемы. Умножи-
тель имеет постоянную времени порядка 10""9сек., поэтому
скорость счета определяется исключительно постоянной вре-
мени усилителя (радиотехнического), составляющей 10-6сек.
Недостатком метода является сложность изготовления умно-
жителя и необходимость тренировки его после достижения
высокого вакуума в приборе. Однако самым существенным
недостатком является изменение чувствительности умножителя
после каждой такой тренировки. Регистрирующее устройство,
чувствительность которого в каждой серии измерений ме-
няется, не может быть признано совершенным. Практически
приходится перед каждым опытом производить калибровку
чувствительности умножителя. Следует иметь в виду, что
умножитель очень чувствителен к внешним магнитным по-
лям — обстоятельство, которым нельзя пренебрегать при
работе с масс-спектрометром.

Этот метод регистрации в настоящее время еще нельзя
считать достаточно разработанным.

§ 9.	Сцинтилляционный счетчик ионов

Фотоэлектронный умножитель может быть использован
для регистрации ионов [184J, если перед фотокатодом его по-
местить какой-либо фосфбр. Под действием ионов, попадаю-
щих на фосфбр, в нем возникают кванты света, возбуж-
дающие катод умножителя. Преимущества такой схемы счета
по сравнению с методом непосредственного возбуждения
катода ионами состоит в возможности пользоваться стандарт-
ными приборами, изготовляемыми, подобно радиолампам,
промышленностью. Трудности по изготовлению и калибровке
чувствительности специального умножителя, таким образом,
отпадают. Фосфбр, пригодный для этого метода, должен
удовлетворять ряду требований:

1)	фосфбр должен быть прозрачен для квантов, возбуж-
даемых в нем ионами;

2)	спектр излучения фосфора должен отвечать спектраль-
ной чувствительности фотокатода умножителя;

3)	квантовый выход для фосфора должен быть доста-
точно высок;

4)	средняя продолжительность жизни фосфора в возбуж-
денном состоянии должна быть мала, чтобы не ухудшать
постоянной времени всей регистрирующей системы.
В качестве фосфоров могут быть использованы различ-
ные неорганические и органические вещества. Хорошие резуль-
таты были получены для сернистого цинка, активированного
серебром, йодистого натрия, йодистого таллия и т. д. По-
дробные сведения по фосфбрам можно найти в специальной
литературе [1ее]ч Для уменьшения темнового тока умножи-
теля применяют охлаждение его жидким воздухом.

Одна из конструкций сцинтилляционного счетчика пред-
усматривает предварительное ускорение ионов до энергии
30 кэв до встречи их с фосфбром. Это увеличивает кванто-
вый выход излучения и повышает величину выходного сигнала
умножителя. Средняя продолжительность жизни фосфбров
обычно порядка микросекунды. Подобный счетчик ионов был
успешно использован при работе с динамическим масс-спек-
трометром [16Б]. В настоящее время аналогичные сцинтилля-
ционные счетчики находят широкое применение для регистра-
ции радиоактивных излучений, особенно гамма-излучения.

§ 10. Радиометрические методы регистрации ионов
радиоактивных изотопов

Для радиоактивных изотопов естественно воспользоваться
их излучением для целей регистрации. Сама задача регистра-
ции при этом ставится более широко: помимо определения
массы и относительного содержания изотопов, необходимо
произвести идентификацию их по излучению. С этой целью
можео воспользоваться следующими приемами.

1.	В плоскости фокусировки масс-спектрографа распо-
лагается какая-либо поверхность, например металлическая
фольга, стеклянная пластинка и т. п. При работе масс-спек-
трографа на такой поверхности образуется невидимый осадок
в местах, соответствующих массам исследуемых изотопов.
Эти линии масс могут быть обнаружены и профотометриро-
ваны с помощью счетчика Гайгера, снабженного узкой щелью.
Перемещая фольгу относительно счетчика в направлении,
перпендикулярном линиям, можно получить масс-спектрограмму
для радиоактивных изотопов.

2.	В плоскости фокусировки масс-спектрографа поме-
щается фотографическая пластинка. После соответствующей
экспозиции в приборе пластинку вынимают, но она не про-
является сразу. На слой эмульсии этой пластинки, содер-
§ 10]

жащей невидимые пока линии масс, кладут вторую фото-
пластинку, которую выдерживают определенное время в таком
положении (эмульсия к эмульсии). После этого обе пластинки
проявляют. На первой—„негативной*—пластинке почерне-
ние вызовут ионы как стабильных, так и радиоактивных
изотопов. Почернение линий для радиоактивных изотопов
будет, помимо воздействия ионов, обусловлено и излучением
этих атомов. Вторая — „позитивная* — пластинка даст после
проявления только линии активных изотопов, так как почер-
нение ее будет обусловлено радиоактивным излучением ато-
мов, собранных в виде осадка на „негативе*. Таким обра-
зом, метод, получивший название позитивной радиографии,
позволяет различать линии стабильных и активных изотопов
и приписать каждому виду излучения определенное массовое
число. Примеры использования этого метода рассматриваются
в § 5 гл. IX.
ГЛАВА Vil

ЭЛЕКТРОННЫЕ СХЕМЫ В МАСС-СПЕКТРОСКОПИИ

§ 1.	Общие замечания

Помимо измерительных схем, современные масс-спектро-

метры оснащаются многоламповыми электронными схемами.

Рис. 131. Блок-схема питания масс-

спектрометра.

/ — ионный источник, 2—анализатор, элек-
тромагнит, 4—коллекторная система, 5—уси-
литель постоянного тока двуканального типа,
0—универсальная выходная измерительная схе-
ма, 7—гальванометр, 8—высоковольтная схе-
ма ускоряющего напряжения, Р—стабилизатор
ускоряющего напряжения, /0—стабилизатор
эмиссии электронной ленты источника,// — схе-
ма питания магнита, 12—стабилизатор и регу-
лирующая схема магнита.

Они обеспечивают ста-
бильное питание узлов
прибора и создают боль-
шие удобства в работе.
Так, при внезапном ухуд-
шении вакуума в приборе
автоматически выключа-
ются цепи питания ионно-
го источника [42]; на шка-
ле катодного осциллогра-
фа или на ленте самописца
можно непосредственно
получить масс-спектро-
грамму и т. д. Особенно
важное значение имеют
схемы стабилизации трех

основных

параметров

масс-спектрометра: уско-
ряющего напряжения, ин-
тенсивности ионного пуч-
ка и напряженности маг-
нитного поля.

Положим в основу
рассмотрения схему со-
типа I41] с ионным
и легко летучих

временного масс-спектрометра секторного
источником, служащим для анализа газов
соединений.
На рис. 131 представлена общая блок-схема питания
прибора. Цепи питания ионного источника выполняют две
основных задачи: создают стабилизованное ускоряющее на-
пряжение и поддерживают неизменной силу ионного тока.

§ 2.	Схема получения стабилизованного
ускоряющего напряжения

При разработке этой схемы предварительно необходимо:

1.	Выбрать величину ускоряющего ионы напряжения.

Из соображений компактности магнита установки и тре-
бований секторного анализатора ускоряющее напряжение
в масс-спектрометре может не превышать 20Э0 в.

2.	Задать коэффициент стабилизации напряжения.

Он должен быть не менее ^ = 0,01%. Это вытекает* из
следующих соображений.

Для /Yp = const имеем MU ~ const, следовательно,

М4

М

W
и 1

где 8Z7— допустимая флюктуация ускоряющего напряжения,
87И — связанное с этим изменение массы.

„	ДЛ4 1

Если разрешающая сила масс-спектрометра

то, очевидно, что 82И надо выбрать по крайней мере равным

оЛ4__ 1 &М

М~ ""ТО~М ’

3.	Выбрать нулевую точку для цепи ускоряющего потен-
циала.

Обычно анализатор масс-спектрометра заземлен, а вместе
с ним заземлена и выходная щель ионного источника. При
этом положительный потенциал в 2000 в оказывается на
катоде источника. Таким образом, вся схема, служащая для
образования электронного луча и стабилизации ионного тока,
оказывается под высоким потенциалом. Это усложняет и
удорожает изготовление схемы.

Были предприняты попытки избежать эти неудобства [117].
Можно заземлить катод ионного источника и держать под
высоким отрицательным потенциалом весь анализатор. В этом

14 Зак. 3890. Г. Р. Риж.
случае перед входом в регистрирующую часть прибора ионы
должны пройти тормозящее поле, меньшее ускоряющего
всего на несколько вольт.

Преимущество этого способа в том, что ионы, претерпев-
шие рассеяние с потерей энергии, уже не достигнут реги-
стрирующей части прибора. Поэтому ширины линий должны
уменьшиться. Этот прием пока не нашел широкого распро-
странения.

4.	Установить диапазон регулирования ускоряющего на-
пряжения.

При снятии масс-спектрограмм практически удобнее ме-
нять в небольшом интервале ускоряющее напряжение, оставляя

1103

Рис. 132. Схема получения и стабилизации ускоряющего
напряжения.

магнитное поле постоянным. Тогда грубые „перемещения*
по шкале масс можно осуществить изменением магнитного
поля, а снятие масс-спектрометрических кривых производить
регулировкой ускоряющего напряжения.

На рис. 132 приведена схема [411, позволяющая получить
2000 в стабилизованного напряжения при токе нагрузки
10 ма.
Действие схемы можно кратко пояснить р48] следующим
образом.

Лампа Tg является регулятором выходного напряжения.
Цепь сетки этой лампы находится под воздействием двух-
каскадного усилителя постоянного напряжения, работающего
на лампах Т4 и Тп.

При появлении флюктуаций выходного напряжения пра-
вый триод лампы Тп получает на свою сетку сигнал, кото-
рый через лампу Т4 воздействует на сетку регулятора
так, что выходное напряжение сохраняет прежнее значение.
Величину его можно менять в небольших пределах, изменяя
сопротивление /?14.

Расчет показывает [П8], что напряжение U на выходе
схемы равно

при /?14 = 0 для данной схемы имеем:

(150+1501 = 2100 в.

Схема в различной степени реагирует на быстрые и мед-
ленные флюктуации.

Расчетный коэффициент стабилизации для быстрых флюк-
туаций зависит от коэффициентов усиления у. ламп:



(2)

В нашем случае	— 4о. 200 • 3 — 24 000 ’

Для медленных флюктуаций расчетный коэффициент ста-
билизации

„ ___ „ #12 + #18 + #14

$«= =	---7) Гв~----,	\в)

13 । ^14

или после вычисления: ^= 1:3400.

При-этом не учитывались следующие обстоятельства:

1)	изменение внутреннего сопротивления ламп TQ и 7\0
(тип VR-150). Этот эффект, однако, действительно очень
мал;
2)	изменение температуры катода ламп. Оно исключается
применением в качестве лампы Тп сдвоенного триода, оба
плеча которого имеют общий катод;

3)	изменение величины сопротивлений при их разогреве.
Эта возможность в известной степени устраняется примене-
нием проволочных сопротивлений (манганин) соответствующей
мощности.

Коэффициент стабилизации, достигнутый практически,
составлял 0,01%.

Помимо полного ускоряющего напряжения, на вытягиваю-
щую и фокусирующую линзы ионного источника необходимо
подавать промежуточные значения потенциала. Схема пита-
ния источника, использующая высокоомный делитель напря-
жения [41], дана на рис. 133.

Рис. 133. Схема питания источника.

/ — источник, 2—анодная коробочка, 3—акод электронной
ленты, 4—катод, 5—вытягивающая диафрагма, 6—фокуси-
рующая диафрагма, 7—отклоняющий конденсатор, 8—выход-
ная щель, 9—анализатор, /0—делитель напряжения, // — ре-
гулировка вытягивающего напряжения, 12— регулировка
фокусирующего напряжения.

Она предусматривает возможность регулировки втягиваю-
щего и фокусирующего напряжения, а также плавное измене-
ние общего напряжения на делителе с помощью декадного
потенциометра. Для „выключения" ионного пучка служит пе-
реключатель П. В рабочем положении отклоняющая пластина
конденсатора заземлена. При подаче на нее напряжения
порядка 800 в ионный пучок не попадает в анализатор.
§ 3.	Схема для электронного пучка источника

При давлении газа 10~4—10"5 мм Hg работа катода
сопровождается рядом нестационарных явлений. Присутствие
паров от высоковакуумных насосов (органические масла,
ртуть) также нарушает нормальные условия работы катода.
В результате электронный пучок не стабилен, а следовательно,
не стабилен и ионный пучок источника.

Удобная схема стабилизации электронной эмиссии пока-
зана на рис. 134.

М

Анодная

Рис. 134. Схема стабилизации электронной эмиссии.

Напомним, что вся схема находится под высоким потен-
циалом Ц- 2000 в относительно нуля. Потенциометры
и /?п позволяют менять напряжение на основном и вспомо-
гательном анодах.

Полный электронный ток проходит через сопротивление /?9.
Как видно из схемы, напряжение на этом сопротивлении
управляет сетками ламп Т2 и Т3. Эти лампы образуют на-
грузку для трансформатора, питающего катод источника.
С ростом электронного тока возрастает отрицательный потен-
циал на сетках этих ламп и уменьшается нагрузка вторичной
цепи трансформатора. В результате этого возрастает сопро-
тивление его первичной обмотки и несколько снижается
напряжение накала катода. Электронный ток возвращается
к прежнему значению.

Можно также ввести специальную сетку в электронную
часть источника и использовать ее для регулирования элек-
тронного тока

Рассмотренный метод стабилизации не учитывает возмож-
ных изменений интенсивности ионного пучка за счет измене-
ния давления газа или парэв в области ионизации. Это
обстоятельство, правда, не столь существенно, так как почти
всегда можно с помощью системы напуска газа добиться
равновесия давления или с помощью накала печи установить
неизменную упругость пара.

Открытым остается вопрос о стабилизации ионного пучка
в источнике с поверхностной ионизацией, где выгорание
малых количеств образца приводит к сравнительно быстрому
убыванию ионного тока во времени.

§ 4.	Стабилизация магнитного поля

Магнитное поле масс-спектрометра обычно создается
электромагнитом.

В большинстве случаев обмотки электромагнита высоко-
омные, что позволяет использовать для их питания непосред-
ственно электронные схемы. Более мощные магниты питаются
от генераторов постоянного тока. В этом случае стабилиза-
ция и регулирование осуществляются в цепи обмотки воз-
буждения генератора.

Коэффициент стабилизации для магнитного поля должен
быть порядка 8Н://= О,О1°/о.

В простейшем случае стабилизировать магнитное поле
можно, поддерживая неизменным ток в обмотках.

Более надежные результаты дает электронная схема ста-
билизации, поддерживающая неизменной силу тока в обмотке
магнита и напряжение на ее зажимах.

Эти схемы принципиально ничем не отличаются от рас-
смотренных выше устройств (§ 2). Поэтому мы на них оста-
навливаться не будем.

Как бы тщательно мы ни стабилизировали силу тока
в обмотках магнита, изменение магнитного поля в зазоре
может происходить за счет гистерезиса, изменения магнитной
проницаемости и геометрических параметров обмотки (разо-
грев, большие поля и т. п.). Эти изменения могут быть только
очень медленными.

Большой интерес поэтому представляют схемы, в которых
стабилизация проводится непосредственно по магнитному полю.

Схема, реагирующая непосредственно на изменения маг-
нитного поля [120j, представлена на рис. 135.

Рис. 135. Схема, стабилизирующая параметры U и Н
так, что М : q = const.

В рассеянном поле магнита находится магнетрон, упра-
вляющий работой простого усилителя постоянного тока.
Напряжение на выходе усилителя будет меняться при изме-
нении магнитного поля в зазоре. Этот сигнал можно было
бы использовать для коррекции цепи питания магнита. Однако
есть еще более удачное решение. Действительно, из уравне-
ния [(13) гл. V) масс-спектрометра следует, что эквивалентные
флюктуации магнитного пол/i и ускоряющего напряжения при
условии М= const и р = const связаны простым соотноше-

нием:

w	ън

и	Н-

(4)

Поэтому вместо коррекции схемы, питающей магнит, при
наличии флюктуаций магнитного поля целесообразно воздей-
ствовать корректирующим сигналом схемы на менее инер-
ционную цепь ускоряющего напряжения. При этом условие (4)
может быть выполнено выбором параметров и режима схемы
рис. 135. Выходной сигнал ее может непосредственно доба-
вляться к ускоряющему напряжению, питающему источник.
При случайном возрастании магнитного поля ускоряющее
напряженке ионного источника возрастает настолько, чтобы
ионы массы М попрежнему достигали выходной щели ана-
лизатора.

Регулирование магнитного поля осуществляется обычно
специальным ламповым реостатом, стоящим в цепи магнита.
При этом приходится включать параллельно большое число
электронных ламп, манипуляции в цепи сеток которых могут
обеспечить плавное перекрытие всего диапазона. Наличие ги-
стерезиса сильно затрудняет многократное снятие масс-спе-
ктрометрических кривых посредством изменения магнитного
поля.

§ 5.	Применение вспомогательного масс-спектрометра
для стабилизации режима основного устройства

Идея взаимной компенсации флюктуаций параметров при-
бора, как и следовало ожидать, оказалась более удачной,
чем стабилизация каждого из этих параметров в отдельности.

Масс-спектрометр с двойной фокусировкой (§ 20 гл. V)
для изучения дублетов масс был снабжен оригинальной ком-
пенсационной схемой. Как видно из рис. 104 (стр, 166),
основой ее является вспомогательный масс-спектрометр. Он
представляет собой анализатор, снабженный обычным газовым
ионным источником и двухколлекторным выходом. Анализа-
тор помещается в магнитное поле основного масс-спектро-
метра и питается от общего источника ускоряющего напря-
жения.

Ионный пучок (неон) в этом анализаторе расщепляется так,
что на оба коллектора по падает одинаковый по интенсив-
ности ионный луч. Оба коллектора связаны с дифференци-
альным усилителем, управляющим режимом схемы ускоряю-
щего напряжения.

Если изменится напряженность магнитного поля или
величина ускоряющего ионы напряжения, то нарушится балан-
сировка дифференциального усилителя. На выходе ею
появится сигнал, с помощью которого величина ускоряющего
напряжения меняется так, что траектория ионов данного
значения M\q в основном анализаторе остается неизменной.

Спектр масс может быть получен в основном приборе
посредством изменения напряжения, питающего вспомогатель-
ный масс-спектрометр, т. е. путем изменения сопротивления RQ
(рис. 104). При этом изменение шкалы масс происходит по

закону:

ДМ __ Д/?о К
М “ Яц \+К'

(о)

где К—коэффициент обратной связи, охватывающей схему.

Схема эквивалентна устройству с коэффициентом стаби-
лизации 1 : 106. Применение ее целесообразно в масс-спектро-
метрах, предназначенных для прецизионного измерения масс.

§ 6.	Ионнооптический метод стабилизации режима
масс-спектрографа

Рис. 136.

Один из светосильных масс-спектрографов секторного
типа использует капиллярнодуговой источник с общим уско-
ряющим напряжением 70 кв (§ 4 гл. IV). Обычные методы
стабилизации режима в этом
случае явно не пригодны.

Заслуживает внимания
компенсационная схема р22],
в которой чисто ионноопти-
ческими методами компенси-
руется флюктуация высо-
кого ускоряющего напряже-
ния. Сущность метода станет
ясной из рассмотрения ри-
сунка 136, на котором при-
ведены траектории в сектор-
ном магнитном анализаторе
для ионов, отличающихся по
энергии. Ионы, обладающие

большей энергией, выходят из секторного анализатора, откло-
няясь вправо, а меньшей — отклоняясь влево по отношению
к основному ионному пучку.

Обратимся теперь к рис. 137, на котором представлена
схема стабилизации.

На пути ионного пучка к анализатору расположен откло-
няющий конденсатор G. Если ионы были ускорены разностью
потенциалов U вольт, то на обкладках этого конденсатора
нет напряжения, и ионный пучок идет по основной траектории.
Если по какой-либо причине напряжение на ионном источ-
нике стало больше (U At/), то конденсатор G отклонит
эти ионы внутрь сектора. В магнитном поле они опишут дугу,
меньшую 90°, и, выйдя из анализатора, смогут при опреде-
ленных условиях попасть в точку F.

При уменьшении ускоряющего напряжения ((7—Д(7) ионы
войдут в анализатор под другим углом в точке с и, описав
дугу, большую 90°, вновь могут попасть в точку F. Такая

Рис. 137. Схема, компенсирующая флюктуации
высокого ускоряющего напряжения.

фокусировка ионов „по энергии" достигается выбором вели-
чины и знака напряжения на обкладках конденсатора G.

Для создания этого отклоняющего напряжения исполь-
зуется приведенная выше схема. На потенциометре /?4"г
делится общее напряжение, питающее ионный источник.
Снятое с потенциометра напряжение компенсируется вспомо-
гательной цепью. Далее, точка S схемы подключается ко
входу усилителя постоянного напряжения, выходная цепь
которого связана с отклоняющей пластиной конденсатора G.
Здесь также компенсируется напряжение источников питания
усилителя..
Нетрудно видеть, что при наличии флюктуации напряже-
ния на источнике схема произведет необходимое изменение
угла входа пучка в анализатор.

Расчет [123] показывает, что напряжение V на отклоняю-
щей пластине конденсатора G связано с флюктуацией Д£7
ускоряющего напряжения следующим образом (рис. 137):

— cos Ф ДС/

(6)

Для рассматриваемого случая р = 80 см, Ф = 90°

£- = 0,38 и-г = 3,2 оказывается, что
р	а

Метод пригоден для любого секторного анализатора [129]

с углом раствора Ф

§ 7, Применение самописцев

Снятие масс-спектрометрической кривой является кропот-
ливым делом, не исключающим субъективные ошибки экспе-
риментатора. Поэтому самозаписывающая аппаратура на выходе
масс-спектрометра весьма желательна.

Включение самописца того или иного типа на выход уси-
лителя не представляет затруднений, необходимо только,
чтобы собственный период колебания самописца не превышал
примерно 1 сек. Основная трудность сводится к получению
надежного метода периодического изменения режима масс-
спектрометра (развертки).

Для того чтобы провести определенную группу масс
через регистрирующую систему, необходимо менять уско-
ряющее напряжение на ионном источнике в некотором ин-
тервале.

Этот закон изменения должен быть строго линейным,
а обратный ход для повторного цикла развертки, по воз-
можности, быстрым. Такое пилообразное напряжение без
труда применяется в катоднолучевых осциллографах. В масс-
спектрометрии, однако, дело осложняется большой „инер-
ционностью" измерительной схемы. Поэтому весь цикл из-
менения напряжения должен протекать настолько медленно,
чтобы ионный ток успевал устанавливаться на коллекторе.
При обратном ходе ионный луч должен быть заперт. На-
дежные результаты можно получить, если отказаться от
непрерывной развертки и изменять ускоряющее напряжение
малыми скачками. Подобная схема была осуществлена в масс-
спектрометре с двойной фокусировкой [93] (§ 20 гл. V).
Сопротивление /?0 (рис. 104), управляющее шкалой масс,
представляло собою проволочный спиральный потенциометр,

Рис. 138. Блок-схема модуляции ионного пучка
для получения развертки шкалы масс. '

7 —источник, 2—вытягивающая диафрагма, 3—ускоряющая
диафрагма, 4—схема эмиссии, 5—питание источника, 6~ пи-
тание линз, 7—генератор линейного напряжения, 8— осцил-
лографический усилитель, Р—предварительный усилитель,
10— осциллограф.

перемещение ползунка которого производилось сигналами
релаксационного генератора через храповик. Это позволяло
произвести калибровку шкалы самописца непосредственно
в массовых единицах. Импульсы, вызывающие изменение
сопротивления 7?0, одновременно давали отметки на шкале
самописца.

Длительность цикла развертки 5—10 мин. исключает воз-
можность использования одновременно катоднолучевого осцил-
лографа для визуального наблюдения спектра масс. Дейст-
вительно, „удержать" изображение на экране с наибольшей
постоянной послесвечения можно в течение 1 мин.

Отказ от инерционной схемы регистрации ионного тока
и применение быстродействующих регистрирующих систем
(электронный умножитель, усилитель переменного напряже-
ния определенной частоты) полностью разрешает все эти
трудности.

Если, в соответствии со схемой рис. 138, модулировать
ускоряющее напряжение переменным напряжением частоты
200 гц, то, используя резонансный усилитель с катодным
или шлейфным осциллографом на выходе, можно быстро
получить любой участок масс-спектра.

Типичные масс-спектрограммы, полученные [80] этим спо-
собом, приведены на снимке 8 в приложении.

Вторая трудность при применении самописцев состоит
в необходимости записывать токи, величины которых отли-
чаются друг от друга иногда в тысячи и более раз.

Применение простого логарифмического усилителя сильно
понижает точность результатов. В связи с этим заслуживает
внимания схема [124], ведущая запись по строго линейному
закону и автоматически переходящая к логарифмическому мас-
штабу на ленте при определенной величине выходного тока.
ГЛАВА VIH

МЕТОДЫ МАСС-СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОГО
АНАЛИЗА

§ 1.	Две типовых задачи

В основе многообразного использования масс-спектроско-
пических устройств при работе со стабильными изотопами
лежат две типовых задачи: прецизионное определение массы
и измерение относительного содержания изотопов. С мето-
дической точки зрения эти задачи существенно отличны и
требуют применения различной измерительной аппаратуры.
В этой главе обе задачи рассматриваются с методической
точки зрения.

§ 2.	Прецизионное определение массы

Прецизионное определение массы изотопов требует ис-
пользования самых совершенных средств масс-спектроскопии—
устройств с двойной фокусировкой. Интересные результаты
были получены в последнее время с помощью хронотрона [ш].
Однако для молекулярных ионов очень легких изотопов для
прецизионного определения массы можно воспользоваться
обычным масс-спектрометром секторного типа [126]. В этом
случае процесс диссоциации не нарушает начального распре-
деления ионов по скоростям. Для молекулярного иона (Н1)^
и (Не4)++ таким путем было определено отношение масс
с точностью, не уступающей масс-спектрографическим дан-
ным (5 . 10-5 ME).

В общем случае необходимо применение систем с двой-
ной фокусировкой. До недавнего времени для этой цели
использовались исключительно масс-спектрографы с реги-
страцией ионов фотографическим методом.
Так как за единицу принята массы изотопа О16, то вся-
кое количественное измерение массы неизвестного изотопа
должно сводиться к сравнению его массы с этим эталоном.
Нетрудно видеть, что такое непосредственное сравнение
практически совершенно исключено для подавляющего боль*
шинства изотопов. Действительно, дисперсия используемого
прибора в разных участках шкалы различна. Сама шкала
масс может считаться линейной лишь в небольших интер-
валах, а геометрическое место точек, являющихся фокусами,
не совпадает с поверхностью, где имеет место линейная
шкала. Наконец, в любом масс-спектрографе нельзя одно-
временно наблюдать весь интервал масс. Поэтому вначале
были разработаны специальные приемы для прецизионного
сравнения массы любого изотопа с массою основного эта-
лона О16. Это сравнение не может быть сделано однократно
с целью получения градуированной шкалы масс, так как не-
возможно воспроизвести те же потенциалы и магнитные поля
в различных опытах. Поэтому в каждом опыте необходимо
присутствие эталонных линий масс.

§ 3.	Способ прямой градуировки шкалы масс

Для того чтобы определить массу исследуемых изотопов,
можно провести градуировку шкалы масс с помощью ряда
известных линий. После экспонирования спектра исследуе-
мого образца при неизменном режиме работы масс-спектро-
графа перемещают фотопластинку (несколько выше или
ниже) так, чтобы каждая линия смещалась вдоль своего на-
правления. После этого в ионный источник вводят СО2. При
этом на новом участке фотопластинки получаются линии из-
вестных по массе изотопов:

С+ + —6; О++ — 8; С+ —12; О* —16; СО4* —28;
О* —32; СО* —44.

Далее можно сместить фотопластинку так, чтобы ока-
заться „по другую сторону“ исследуемого спектра масс и
с помощью СН4 зарегистрировать серию линий углеводо-
родов:

СН+ —13; СН* —14; СН* —15.
«	о
Выбором давления газа в источнике и времени экспози-
ции интенсивность всех линий может быть получена при-
мерно одинаковой (рис. 139). После этого пластинка про-

с* о* со* о; со;

сн*

L------------i-------------1_____________1____________I_____________L_

О 10	20	30	40	50

Рис. 139. Система опорных линий масс для калибровки
шкалы.

является и на основании
дуировочная кривая (рис.

Рис. 140. Градуировочная
кривая.

полученных данных строится гра-
140). Такую кривую градуировки
можно построить достаточно
точно, проводя серии повтор-
ных опытов

Пользуясь градуировочной
кривой, можно довольно точно
определить массы неизвестных
линий и дисперсию прибора
вдоль спектра.

Этот прием применим лишь
для небольшого интервала
масс. Уточнение градуировоч?
ной кривой может быть сде-
лано с помощью тех же эта-
лонных линий, если весь спектр
сместить с помощью магнитного

поля. Теперь те же эталон-
ные линии будут как бы соответствовать дробным значе-
ниям масс, но разности между ними останутся целочислен-
ными.
§ 4.	Способ сравнения („скобок")

Способ сравнения неизвестной массы Мх с массою эта-
лона Л40 состоит в следующем. При определенном режиме
масс-спектрографа для магнитного поля 77О на фотопластинке
регистрируется линия Мо. Далее, магнитное поле подбирается
так, чтобы при неизменном остальном режиме прибора линия
совпала с линией Л40. Пусть это достигается при Я =

Тогда, очевидно, что

^0

Вместо магнитного поля можно варьировать электри-
ческие параметры масс-спектрографа.

Рассмотрим этот способ на примере определения отно-
шения масс молекулярного и атомного водорода и гелия I66].

Из уравнения (5) гл. V следует, что

Е°

Ч	VXH* ’

где Е — напряженность электрического поля в отклоняющем
конденсаторе, а V—разность потенциалов на его обкладках.

Так как получить точное совпадение линий трудно, то
практически поступают следующим образом.

При определенном магнитном поле делаются три экспо-
зиции: при У'= 250 в, У" = 512 в и V” = 488 в. Моле-
кулярная линия водорода оказалась как бы я взятой в скобкии
парой атомных линий (снимок 9 в приложении).

Так как

то отсюда:

Af +:Af +=2: 1.
Hg II

Результаты аналогичных опытов по „заключению" линии
молекулярного водорода между двумя линиями гелия пред-
ставлены на снимке 9.

Способ можно распространить и на далекие друг от друга
линии масс, если ввести между ними серию линий с изве-
стными массами и производить сравнение попарно. Дальней-
шего развития этот способ не получил, так как был выте-
снен более совершенным способом „дублетов".
§ 5.	Способ дублетов масс

Различные группы ионов образуют близкие по массе ли-
нии— дублеты. Если определить разность масс ряда таких
дублетов, то можно путем комбинации нескольких дублетов
найти массу интересующего нас изотопа.

Первый дублет масс 12СН+— 16О+ был измерен еще до
открытия дейтерия.

С открытием тяжелого изотопа водорода стало возможно
использовать новую систему дублетов:

Н* — D+, Da+— 4Не+, D.+ —12С+ + и т. д.
«	2а	О

Таким образом, масса водорода оказывалась связанной не-
прерывной цепью дублетов с массою основного эталона О16,
Появление масс-спектрографов с высокой разрешающей спо-
собностью позволило тщательно измерить большое число
дублетов масс, в том числе очень близких по массе. Так,
например, для дублета 20NeH—21Ne различие по массе соста-
вляет всего лишь 0,03%. Тем не менее оно было измерено
с точностью до 10~4 ME.

Таблица дублетов масс дана в приложении (табл. II).
Общее число дублетов достаточно велико. Дублеты образуют
ионы, состоящие из различных комбинаций атомов, а также
ионы, отличающиеся сильно по массе, но обладающие раз-
личной кратностью ионизации.

Два типовых дублета с А = 20 образуют следующие
изотопные группы:

20Ne+— 40Аг+ + , D216O+ — ieFH+.

В качестве примера рассмотрим следующую задачу: из-
вестны значения трех дублетов масс из масс-спектрографи-
ческих измерений. Необходимо найти массы отдельных изо-
топов, образующих эти дублеты:

Известно из измерений

Н2+ — D* = 1,5503 • 10-«Л4Е
12СН4+ — 16О+ = 36,371 • 10~sAf£
D.+ — 12С+ + = 42,292 • 10“*Л1Е
0

Надо определить
массы

Н

D

12С

Обозначим
дублеты

а

Ь

d
Вводя указанные обозначения, можно составить следую-
щую систему уравнений:

2АГц— АГо = я,

А!с 4“ 4АТн —АГо = Ь,

ЗЛЬ~ ~Mc = d,

где Afo — масса эталона О1С>.

Отсюда находим, что

Ми =	+ 6а + 2^+ = 1,00814,

ЛЬ = у [ЛЬ — 2а -|- 2d4-£>] = 2,01482,

Мс = 1 [2И0 — 2а — 2d -f- b] = 11,96151,

т*

что близко к табличным значениям.

Часто для повышения точности метода прибегают к соче-
таниям большего числа дублетов. Так, для определения
массы 32S, 12С и Н недавно [1б3] были использованы сле-
дующие дублеты:

i2C4_32Si6o = a,

12С16О, — 12C32S = b.

i2C3H8-i2O302 = rf,
I2CeH4 — 12C32S2=/.

Тогда, решая систему уравнений:

4Afg — [Afs -J- Afo] =

Afc 4“ 2Mo — [Me H" Afs] — b>
3Afc 4- 8AFH — [Afc + 2Afol = d,
6Afc 4АГн — [Afc 2Afs ] =

имеем:

Ms = 3>2 — b,

/Ис=12+^(а — b),

ЛТц = 1	\ct—J-lb—4^] : 48.
Подстановка значений дублетов а=0,033182, £=0,017782,
</ = 0,072967 и / = 0,087326 дает:

= 31,982218,
Же» =12,00385,
/Иц. = 1,008166.

Дальнейшее развитие получил также метод „скобок*.
Для сравнительно тяжелых элементов оказалось весьма удоб-
ным при изучении массы их изотопов заключать неизвестную
линию в „скобки", в качестве которых применяется соот-
ветствующий дублет. Например, линию изотопа 64Zn можно
взять в „скобки" с помощью дублета 63Си — 6бСи. Другие
примеры „скобок" даны ниже:

io7Ag++ — 5зСг+, б4Сг+	(53,5)

ю0+—68Си+ + + + , <*Си+ + + +	(16,0)

1911г+ + _95Мо+, 96Мо+	(95,5)

и т. д.

Используя различные дублеты с известной разностью
масс, можно измерить дисперсию масс-спектроскопического
устройства по всей шкале. Тщательное измерение дублетов
масс в настоящее время стало возможным производить с по-
мощью масс-спектрометра. Основными изотопами, образую-
щими наиболее важные дублеты, являются: Н, D, 12С, 14N.
В силу этого данные изотопы называют вторичными этало-
нами масс.

§ 6.	Недостатки масс-спектрографических
измерений

Мы уже говорили о недостатках фотографического ме-
тода регистрации ионов. Следует иметь в виду, что обра-
ботка уже проявленных фотографических пластинок с масс-
спектром также вносит ряд ошибок.

Первая трудность состоит в измерении расстояний между
линиями. Дело в том, что реальный ионный пучок не является
плоским, как это допускает теория. Поэтому форма линий
искажается. Существенное значение имеют форма щелей
самого прибора, оптические недостатки его, а также вто-
§ 6] НЕДОСТАТКИ МЛСС-СПЕКТРОГРЛФИЧЕСКИХ ИЗМЕРЕНИЙ 229
ричные процессы (молекулярное рассеяние, поляризация элек-
тродов прибора и т. д.).

Поляризация электродов создала в свое время большие
трудности при наладке второй модели масс-спектрографа
Астона. Сущность явления сводится, повидимому, к появле-
нию поверхностных зарядов на окисленных поверхностях
электродов. В результате искажается распределение потен-
циала в системе. Подобные случаи могут иметь место в сов-
ременных газоразрядных источниках ионов. Тщательная очи-
стка и золочение поверхностей резко снизили это явление.

Другая методическая трудность состоит в определении
местоположения каждой линии. На масс-спектрограмме линии
масс имеют определенную ширину. Фотометрирование их
показывает, что интенсивность почернения распределена
вдоль ширины линии неравномерно. Край линии, соответ-
ствующий ионам наибольшей скорости, очерчен резко, в то
время как другой край линии „размазан" за счет рассеян-
ных ионов. Благодаря этому очень яркие линии будут
„расширяться" в область ионов меньших скоростей или, дру-
гими словами, в область меньших масс. К аналогичному
результату приводит сферический астигматизм в обычных
линзах.

Таким образом, чем слабее линия, тем резче она очер-
чена и тем точнее можно определить ее положение на фото-
пластинке. Эти соображения особенно существенны для масс-
спектрографов, обладающих малой дисперсией.

Расшифровку масс-спектрограмм затрудняет также нали-
чие линий от ионов с кратными зарядами. Дважды ионизо-
ванный атом обладает эффективной массой Af/2, трижды
ионизованный Af/З и т. д. Эти ионы создают систему „дроб-
ных" значений масс.

Принято по аналогии с оптикой говорить о линиях масс
первого (q = e), второго (q=2e) и т. д. порядков. Линии
разных порядков присущи как атомным, так и молекулярным
ионам.

Существенные трудности в обработку масс-спектрограмм
вносят так называемые полосы. Полосы в масс-спектрах
обязаны молекулярным процессам, возникающим в приборах
при наличии интенсивного пучка ионов и плохого вакуума
в анализаторе. Неупругие столкновения, диссоциация и
перезарядка ионов приводят к тому, что до фотопластинки
доходит часть ионов, имеющая целый спектр скоростей. Она
образует полосу на шкале масс.

Так, например, для ионов СО+ после их диссоциации
остается ион С+ и нейтральный атом кислорода. Нетрудно
видеть, что возникший таким путем (из массы 28) ион С+
12

будет вести себя, как ион с массою ~ Х12 = 5,14. Так как
хО

в процессе диссоциации происходит сильный разброс ско-
ростей, то в результате на шкале вблизи значения массы 5,14
получается целая полоса.

Изучению полос в масс-спектрах были посвящены специ-
альные исследования [126]. В масс-спектрографе с квадратич-
ной шкалой (§ 18 гл. V) было найдено 28 полос, соответ-
ствующих различным молекулярным процессам.

Измерение расстояний между линиями производится обычно
с помощью компаратора. Более точные результаты дает
фотометрирование масс-спектрограммы.

На снимке 10 приведена масс-спектрограмма массового
числа 20 и фотометрическая кривая, полученные в приборе
с двойной фокусировкой.

При масс-спектрографических измерениях опыт ведется
до известной степени „вслепую", так как результаты опыта
будут ясны лишь после проявления фотопластинки. Вместе
с тем масс-спектрографический метод исключительно ценен
своей высокой чувствительностью и скромными требованиями
к постоянству интенсивности ионного тока.

§ 7.	Прецизионное определение массы изотопов
масс-спектрометром

Можно указать на следующие преимущества масс-спектро-
метрического метода для измерения масс:

1)	изучаемые линии могут быть многократно и тщательно
исследованы, прежде чем будут сделаны окончательные из-
мерения;

2)	фотографические ошибки полностью исключаются бла-
годаря применению электрических методов измерения;

3)	нет необходимости создавать сложные масс-спектро-
скопические системы с совершенной фокусировкой вдоль
большого участка спектра, так как используется узкая
область центрального луча;
4)	возможно снизить величину ускоряющего ионы напря-
жения и тем самым уменьшить магнитные анализирующие поля.

С помощью масс-спектрометра с разрешающей способно-
стью 1 :2000 (§ 20 гл. V) в 1951 г. были измерены неко-
торые основные дублеты масс.

На рис. 141 дана масс-спектрометрическая кривая дублета
2°Ne+ — 40Аг+ + . Интенсивности обеих линий сделаны одина-

Рис. 141. Дублет, разрешенный масс-
спектрометром.

ковым путем подбора давления газов в ионном источнике.
Дублет массы 20 исследовался на парных комбинациях ионов:
D216O+; 20Ne+ и 40Аг++.

Использование трех ионов при измерении дублетов осо-
бенно ценно для близких линий, например 40Аг18 — 40Са20, раз-
ность масс которых составляет всего 3,2- 10’”4Af£'.

Результаты измерения дублетов D$ —4Не+; Н216О+—36Аг+ +
и ряда других, содержащих Н1, С12, N14 и О16, приведены
в табл. II (приложения). Успешное применение масс-спектро-
метра, несомненно, расширило возможности прецизионного
определения масс. Недостатком масс-спектрометрического
метода является возможность одновременного измерения только
двух линий.

Измерения дублета 20 проводились на протяжении месяца
и дали очень близкие результаты для различных серий. Сле-
дует иметь в виду, что одна серия подобных измерений за-
нимает целый день.

Более существенным недостатком этих опытов была срав-
нительно небольшая разрешающая способность. Линии 12С3Н4
и 12Сг18СН3 не разрешались, что привело к необходимости
введения поправки. Наконец, ввиду малой чувствительности
электрического метода измерения в этом приборе вряд ли
будет возможно изучение мало распространенных изотопов.
§ 8.	Определение относительного содержания
изотопов методом плотности

Определение относительного содержания изотопов имеет
исключительно важное значение. В некоторых, весьма немного-
численных, случаях — при наличии всего двух изотопов
у сравнительно легких элементов — можно найти относительное
содержание этих изотопов по измерению плотности. Подоб-
ный метод был успешно развит для случая водорода [127].
Различие в плотности тяжелой и обыкновенной воды дости-
гает 10%. Измерение плотности их смеси может быть выпол-
нено с точностью до 10“4 % с помощью метода падающих
капель. Сущность метода сводится к тому, что между ско-
ростью падения капли через несмешивающуюся жидкость изве-
стной плотности и плотностью самой капли существует вполне
определенная зависимость. Поэтому, измеряя время падения
капли в определенных условиях, можно найти плотность дан-
ной жидкости. Скорость падения капли зависит от ряда факто-
ров: плотности ее, размера, температуры, плотности и вяз-
кости среды. Для малых скоростей падения справедлив закон
Стокса, если пренебречь деформацией капли при ее движении:

6лт]Г» = у ТО-З _ ^о) g,

где — вязкость среды, v — скорость падения капли, г—ра-
диус капли, d — плотность капли, — плотность среды,
g—ускорение силы тяжести.

Для двух различных жидкостей в той же самой среде,
скорости падения капель в идентичных условиях опыта будут
отличаться на величину

«’а—=

по порциона льную разности плотностей и dt жидкостей.
Это уравнение может быть записано в иной форме:

где С—концентрация дейтерия в исследуемой жидкости,
Со — концентрация дейтерия в обычной воде, К—величина,
сохраняющая постоянное значение в случае справедливости
закона Стокса, t и /0 — соответственно, время падения капли
в жидкости и воде.

Практически этот закон соблюдается лишь приближенно,
поэтому обычно строят график зависимости К от 0—
Метод дает возможность определить концентрацию дейтерия
с точностью до 10“20/0.

Метод плотности в несколько другой форме был исполь-
зован для определения изотопного состава лития [128]. Для
этого был взят кристалл фтористого лития. Как известно,
фтор имеет только один изотоп, а литий — два изотопа. Если
предварительно измерить постоянную кристаллической ре-
шетки рентгенографическим путем, а затем достаточно точно
найти плотность такого кристаллика, то можно вычислить
относительное содержание изотопов лития. Плотность кри-
сталла определялась посредством флотационного метода.
Сущность его сводится к тому, что микрокристалл уравно-
вешивается в жидкости путем плавного изменения ее тем-
пературы, а следовательно, и плотности. Для рассматриваемого
случая точность этого метода на один порядок меньше, чем
при масс-спектрометрическом анализе. В несколько иной фор-
ме метод плотности был применен в 1950 г. Р. В. Тейсом [191]
для изучения изотопного состава кислорода карбонатов Угле-
кислота, выделяемая из минералов, превращалась в воду. После
очистки плотность воды определялась по флотационной тем-
пературе кварцевого поплавка по отношению к плотности
стандартной воды. Разность плотностей измеряемой воды и
стандарта обуславливалась различным изотопным составом
кислорода.

§ 9.	Определение относительного содержания
изотопов масс-спектрометром

Указанные выше способы определения относительного
содержания изотопов имеют крайне ограниченное применение.
Общим методом исследования изотопного состава является
масс-спектрометрия. Для этой цели достаточно иметь масс-
спектрометр с разрешающей способностью 1 :800. Исклю-
чительно важное значение имеет при этом правильный учет
всех возможных ошибок в процессе измерения. Хорошая вос-
производимость результатов в различных опытах означает
только, что случайные ошибки невелики. При работе с масс-
спектрометром основная роль принадлежит систематическим
ошибкам. Рассмотрим основные источники этих ошибок.

Первая группа ошибок обусловлена конструкцией ионного
источника и режимом его работы. В случае газового источ-
ника причинами ошибок, помимо фракционирования масс
при напуске газа и откачке его из источника (§ 6 гл. IV),
может быть наличие вспомогательного магнитного поля, удер-
живающего электронную ленту. Указанное ранее условие для
отсасывания ионов различных масс из одной области иониза-
ционного пространства ErM = const справедливо для «-радиан
спектрометров, для которых магнитное поле в области источ-
ника однородно. Практически приходится выяснять роль этого
фактора, производя измерения при разной ориентации доба-
вочного магнита по отношению к источнику и при различном
напряжении, вытягивающем ионы. Изменение давления газа
(паров) в области ионизации может дать ошибку, так как
интенсивность ионного тока непосредственно не стабилизуется,
а поддерживается постоянной только электронная эмиссия.
Эта ошибка легко исключается правильным выбором системы
напуска газа, дающей стационарный поток. Для источника
с поверхностной ионизацией возможно влияние температуры
поверхности на результаты измерений изотопного состава,
так как более легкие изотопы будут испаряться в большем
количестве. Поэтому необходимы контрольные опыты при
различной температуре поверхности излучателя. Все эти ошибки
для легких изотопов весьма существенны, а для водорода
могут достигать 25%.

Вторая группа ошибок обусловлена несовершенством ионно-
оптической системы спектрометра. Для учета рассеянного
магнитного поля вблизи границ анализатора камера спектро-
метра несколько смещена (рис. 46). Это приводит к тому,
что угол е (§ 22 гл. III) между эквипотенциальными поверх-
ностями поля и траекторией ионов будет различен для ионов,
следующих по несколько отличным траекториям, например
в двулучевом спектрометре. В результате сместится положе-
ние изображения и измерения будут ошибочны. Таким обра-
зом, необходима проверка положения камеры спектрометра
по отношению к магниту. Магнит необходимо перемещать
в направлении, указанном на рис. 47, до получения табличных
данных по изотопному составу для какого-либо стандарта
(олово в виде паров SnCl4 или ртуть.)
Недостаточная разрешающая способность прибора, дости-
гнутая в процессе его настройки, приводит к тому, что линии
близких по массе изотопов полностью не разрешаются и это
приводит к дополнительным ошибкам. Если линии масс пол-
ностью разрешаются, то за меру интенсивности каждой линии
можно принять высоту „пика* на масс-спектрометрической
кривой, взамен площади каждого „пика*, так как форма
линий подобна. На рис. 142 приведен масс-спектр ртути, для
которого все линии разрешены [129].

Рис. 142. Масс-спектр ртути.

Для надежной оценки высоты каждого „пика* на подоб-
ной кривой необходимо, чтобы пики было плоскими у вер-
шины. Это достигается в случае, когда ширина приемной
щели больше собственной ширины линии изображения. На
рис. 143 приведена масс-спектрометрическая кривая для изо-
топов таллия, полученная при недостаточной разрешающей
способности [82j. В этом случае необходимо знать форму
линии масс. Для этого снимают спектр масс для одноизотоп-
ного элемента висмута в тех же условиях. Масс-спектр тал-
лия разлагается на две линии в предположении, что форма
линии сохраняется при переходе от Bi к Т1. Линии несим-
метричны за счет рассеяния более медленных ионов.

Следующая группа ошибок может быть обусловлена неудач-
ной конструкцией коллектора и неточностью изготовления
щелей в двулучевом спектрометре. Отсутствие напряжения
на противодинатронной сетке коллектора приводит к коле-
банию тока на выходе прибора, а неудачная конструкция си-

Рис. 143. Неразделенные линии
таллия.

	Т1203	Т1205
1	65°/о	Зб»/0
2	66	40
3	11	89
4	2,5	92,5
	29	71

стемы может привести к по-
паданию на коллектор ионов,
рассеянных в анализаторе.

Четвертая группа ошибок
обусловлена недостатками
регистрирующей системы.
Высокоомные сопротивления
в цепи коллекторов, чувст-
вительность и линейность
электрометрической схемы
нуждаются в систематиче-
ской проверке.

Целая группа ошибок
связана с наличием в при-
боре различных примесей,
способных дать „помехи" на
шкале масс. Сочетание раз-
личных атомов может дать
самые неожиданные типы ио-
нов. Так, при определении
изотопного состава свин-
ца I78] была допущена ошиб-
ка, снизившая содержание
изотопа РЬ204. Присутствие
брома в реактивах, исполь-
зуемых при изготовлении
образцов йодистого свинца,
привело к появлению ионов
(Br79J127) + и (Br81J127)+ с
массами 206 и 208, накла-
дывающимися на изотопы
свинца РЬ206 и РЬ208. Другим
примером может служить
появление иона (Вг79Вг81) + +

с массою 80 при анализе брома, обладающего только двумя
изотопами Вг79 и Вг81. Интенсивность подобных случайных
линий особенно сильно зависит от режима прибора и обычно
резко меняется во времени. В связи с этим необходима
тщательная тренировка прибора до начала измерений (откачка
с прогревом всей камеры).

Наконец, сам способ снятия масс-спектрометрических кри-
вых путем изменения полного ускоряющего ионы напряже-
ния меняет условия выхода ионов из источника и, таким
образом, всегда вносит ошибку. Более надежные результаты
дает вариация магнитного поля.

Общая проверка роли систематических ошибок в том или
ином опыте может быть сделана с помощью контрольных
измерений, выполненных при совершенно различном режиме
прибора и, как правило, в разные дни. При этом изменяют
ускоряющее напряжение, магнитное поле, положение щелей
и их ширину и т. д, Воспроизводимость результатов в подоб-
ных опытах даст представление об истинной величине ошибок.

Определение относительного содержания изотопов может
быть выполнено с точностью до 0,5% для линий, отличаю-
щихся по интенсивности примерно в 100 раз.1 Для двулуче-
вого масс-спектрометра точность измерения отношения интен-
сивностей близких по массе компонент достигает 0,2%.

Полный учет всех систематических ошибок при работе
с масс-спектрометром весьма затруднителен. Этим можно
объяснить расхождение в данных по изотопному составу иден-
тичных образцов, полученных разными авторами. Наиболее
надежным выходом из этого положения является абсолютная
калибровка масс-спектрометра по стандартам изотопных отно-
шений. Такие стандарты были искусственно приготовлены [197]
из изотопов аргона в 1950 г. Чистые изотопы аргона Аг36,
Аг38, Аг40 были получены термодиффузионным методом и
смешаны затем в определенных объемах. С помощью этих
стандартов были обследованы „ инструментальныеи ошибки
для двух однотипных масс-спектрометров. Такая калибровка
позволила уточнить данные по изотопному составу ряда эле-
ментов, в частности кислорода и калия.

§ 10, Приготовление образцов для анализа

Ряд полезных сведений по методике приготовления образ-
цов для анализа можно найти в специальном сборнике Г127],
выпущенном в 1948 г. Издательством иностранной литературы.

1 Точность зависит от содержания изотопа и достигает 10 % для
мало распространенных изотопов (например Hg196, К40).
Прежде всего должен быть выбран наиболее целесообразный
способ ионизации, а следовательно, и тип ионного источника.
При этом необходимо предусмотреть способ очистки источ-
ника и камеры масс-спектрометра после каждого анализа
образца. Наиболее удобным и простым случаем является анализ
газов. Если газы должны быть приготовлены из некоторых
исходных образцов, то желательно не объединять процесс
получения газа и напуска его в ионный источник, так как
в этом случае в масс-спектрометр проникают и другие ком-
поненты реакции, создавая нежелательный фон на шкале масс.
При анализе изотопного состава углерода метеоритов [194]
был использован следующий способ приготовления СО2. На-
вески от 0,3 до 3 г измельченных образцов сжигали в токе
кислорода в кварцевой трубке при 900° С. Углекислоту про-
пускали через окись меди, нагретую до 500° С, и она погло-
щалась раствором барита. Избыток Ва (ОН)2 оттитровывался
0,1 н. НС1, а осадок ВаСО3 отфильтровывали, промывали и
высушивали при 110° С. Навески ВаСО3 в 10 мг на жестя-
ных лодочках вводили внутрь системы дозировки газа масс-
спектрометра, там же помещалась концентрированная Н3РО4.
С помощью магнита лодочки опрокидывались под вакуумом
в кислоту. Ход реакции выделения СО2 регулировался темпе-
ратурой кислоты. Такой способ нельзя, конечно, признать
совершенным, так как в прибор проникают пары кислоты.
В случае применения образцов в твердой фазе, с переводом
их в пар внутри источника и при ионизации на поверхности
накаленного вольфрама, особенно большие трудности создают
загрязнения источника и его последующая очистка. Лишь не-
значительное количество атомов образца переводится в ионы,
а большая часть оседает в источнике. При этом очистка
источника занимает во много раз больше времени, чем сам
анализ.
ГЛАВА IX

НЕКОТОРЫЕ ПРИМЕНЕНИЯ МЕТОДА
МАСС-СПЕКТРОСКОПИИ

§ 1.	Общие замечания

К концу 1935 г. был изучен изотопный состав большин-
ства элементов, появились сводные таблицы изотопов. Кроме
двух основных задач: изучения изотопного состава и опреде-
ления массы изотопов, развитая методика стала успешно
применяться для решения других проблем.

Еще в 1932 г. масс-спектрометр был использован для
изучения механизма ионообразования в газах и определения
потенциалов ионизации [73]. Позднее удалось исследовать
метастабильное состояние ионов [147]. В отдельных случаях
удалось оценить время жизни иона в метастабильном состоя-
нии [И6]. Ряд работ был посвящен выяснению механизма
испускания положительных и отрицательных ионов различ-
ными веществами [74«и8], в том числе оксидными катодами L67]-
Интересные результаты были получены советскими уче-
ными [47»116>149]. На выходе масс-спектрометра мы имеем
пучок ионов, однородных по массе, скорости и заряду. Это
дает возможность изучить для строго определенного типа
ионов важные характеристики: вторичное испускание электро-
нов различными поверхностями, фотографическое действие
ионов [61] и т. д.

Появление радиоактивных изотопов поставило ряд новых
вопросов: идентификацию изотопов по массе и характерному
для данного изотопа излучению, изучение ядерных характе-
ристик каждого изотопа (сечения реакций, границы устой-
чивости и т. д.). Наряду с радиоактивными в качестве инди-
каторов стали применяться стабильные изотопы, для которых
„меткой* служила их масса.
В связи с этим масс-спектрометр стал успешно приме-
няться в самых различных областях знания.

Геохимия, наряду с изучением распространенности и
миграции элементов в земной коре, поставила вопрос о по-
ведении отдельных изотопов. Важные выводы были сделаны
об изотопах Не3, Ar10, С14.

На базе масс-спектроскопической техники были успешно
решены некоторые прикладные задачи: электромагнитное
разделение изотопов, технический анализ газовых смесей [58],
поиски течи в вакуумных системах [1б4>155] и т. д.

В этой главе рассматриваются лишь некоторые примене-
ния масс-спектроскопии с целью показать возможности самого
метода.

§ 2.	Уточнение процентного содержания
изотопов

Не следует думать, что наличие подробных таблиц по изо-
топам [180] является окончательным итогом работ этого
направления. По мере совершенствования аппаратуры прежние
результаты, полученные в ряде случаев 15—20 лет тому
назад, будут пересматриваться и уточняться. В 1950 г. уточ-
нен изотопный состав целого ряда элементов [133, 163]: скан-
дия, гадолиния, диспрозия, холмия, европия, иттрия, лантана,
криптона, ксенона, эрбия, лютеция, ртути и др. Все еще
открытым остается вопрос об изотопическом составе отдель-
ных редкоземельных элементов и свинца различного проис-
хождения.

Зная массовые числа и относительное содержание изото-
пов какого-либо элемента, можно найти его атомный вес.
Положим, что р2, р3, ..., рп — процентное содержание
изотопов данного элемента, найденное масс-спектрометрически.
Пусть УИр 7И2, ТИ8, ..., Мп — соответствующие массовые
числа этих изотопов, а — упаковочный множитель для них.
Тогда атомный вес элемента Ах можно подсчитать по следую-
щей формуле:

1	п

= 100 S PiMi +А) ’ 1,0002783

i = l

или, вводя в рассмотрение среднее массовое число М и
используя среднее значение упаковочного множителя / для
изотопов этого элемента, получим более простое выражение

®	1,0002783 ’

В качестве примера подсчитаем атомный вес „реактивного"
свинца:

М = 1/100(1,37 • 2044-25,15 • 206+21,11 • 2074-52,38 • 208)

или М = 207,252.

Упаковочный множитель f= 4-2,5- 10“4. Поэтому

Ах = 207,39 • [1 + 0,00025]: 1,0002783 = 207,244.

По химическим данным А* = 207,206*

§ 3. Метод стабильных индикаторов

Метод индикаторов состоит в том, что поведение неко-
торого элемента в химических, биологических и других про-
цессах можег быть прослежено благодаря специфической
„метке", которой снабжается часть атомов этого элемента.
В методе радиоактивных индикаторов такой „меткой" яв-
ляется радиоактивное излучение какого-либо изэтопа исследуе-
мого элемента. Этот метод в настоящее время получил ши-
рокое распространение. Однако для некоторых элементарных,
например биохимических, процессов наличие излучения может
существенно исказить ход исследуемого явления. С другой
стороны, не для всех элементов, в частности для легких,
существуют радиоактивные изотопы с удобными для прак-
тических целей периодами полураспада. В этом случае при-
бегают к методу стабильных индикаторов. В качестве „метки"
для исследуемого элемента служит наличие в его составе
аномально большого количества одного из изотопов. Таким
образом, интересующий нас элемент искусственно обогащается
одним из изотопов, что позволяет в дальнейшем отличать
его от обычного по составу элемента, имеющегося в иссле-
дуемой системе. Естественно, что метод стабильных индика-
торов неприменим для одноизотопных элементов.

Основное допущение метода индикаторов состоит в том,
что изотопы, содержащие „метку", равномерно распреде-
ляются в исследуемом образце.

16 Зах. 3890. Г. Р. Рик.
Наиболее часто метод стабильных индикаторов приме-
няется для водорода, углерода, азота и кислорода. Рассмот-
рим кратко основы метода.

Пусть Go — вес образца данного элемента с естественным
изотопным составом; Но — относительное содержание в нем
изотопа А, служащего „меткой"; G}— вес образца элемента,
искусственно обогащенного изотопом А; Н1 — относительное
содержание изотопа А в обогащенном образце; О2 = 0^Go-
общий вес смеси; — относительное содержание изотопа А
в этой смеси.

Тогда можно написать, что:



(1)

Отношение Н1 :Hq — q назовем коэффицентом обогаще-
ния. Нетрудно видеть, что сам процесс приготовления смеси
Gi + G0 означает, что интересующий нас изотоп А распре-
деляется в большем объеме. Это приводит к потере полез-
ного веса:

V, = G2: G,	(2)

и к потере концентрации:

(3)

Относительная ошибка при измерении процентного содер-
жания изотопа А в приготовленном образце будет равна

«"•“тАг-	(4)

где значение Но взято из таблиц.

Относительная ошибка будет тем меньше, чем больше

— HQ. Из уравнения (1) следует, что этому условию
отвечает минимальное значение веса Ga суммарной смеси.

Для обычного масс-спектрометра с газовым ионным источ-
ником (§ 7 гл. IV) минимальное количество вещества, необ-
ходимое для анализа, например углерода, составляет око-
ло 10~4 г. Ошибка Д//2 в определении процентного содер-
жания изотопа составляет около 10"4. Для большинства
задач эти условия вполне приемлемы, так как современные
методы разделения и количественного обогащения изотопов
разработаны достаточно хорошо. Практически определение
содержания изотопа А в образце можно производить не по
отношению ко всей смеси изотопов данного элемента, а лишь
по отношению к его самому распространенному изотопу.
Это упрощает измерения и повышает их точность (двулуче-
вой спектрометр).

При выборе изотопа, служащего „меткой", следует от-
дать предпочтение тому из них, для которого может быть
получен наибольший коэффициент обогащения о. Из урав-
нений (1), (2) и (3) следует, что:

— Яо),	(5)

или, с учетом (4):

тг г т ____* 1	А/^2

G — ~ G

1 ~ V'i niIn'

(6)

Отсюда вычисляется величина концентрации изотопа А (при
заданных V2, Д#2 и КОТОРУЮ должна дать разделитель-
ная установка. Следует помнить, что., жертвуя точностью,
можно повысить чувствительность метода. Рассмотрим неко-
торые примеры.

Для азота в качестве „метки" пользуются изотопом N15.
В нормальном азоте отношение изотопов N14:N16 = 265.
Масс-спектр газообразного азота довольно сложен:

Масса

14

14,5

15

28

29

30

Ионы

(N“) + и (N14Nl4) + +
(N14N15) + +

(N16)+ и (N15Nir’)** +

(N14NH) +

(NlW6)+
(N1BN16) +

Интенсивность линии массы 30 мала. Отношение интен-
сивности линий с массами 29 и 28 равно 1 : 133. Интенсив-
ность пиков 14 и 15 почти в 10 раз меньше, чем пиков
с массами 28 и 29. Наличие пика с массою 14,5 ухудшает
разрешение в этой области масс. Поэтому измерения ведутся
на молекулярных ионах, для которых энергетический спектр
более однороден. В обогащенном изотопом N16 образце,
наряду с ростом пика 29, возрастает и интенсивность пика 30,
что служит дополнительным контролем для измерений. Таким
образом исследуется изотопное отношение 29 :28 в нормальном
и искусственно обогащенном образцах. Пусть при обогаще-
нии азота изотопом N16 получен образец весом G1 = 0,l г
и концентрации — % = 0,5. Принимая для масс-спектро-
метрических измерений ДН.2 = 10”4 минимальный вес Gmin=s
=» 10“4 г и 8Н2 = 10%, получим для коэффициентов потерь
14 = 2 • 10~8 и 14 = 2 • 10“6. Столь значительные коэффи-
циенты потерь достаточно хорошо иллюстрируют возможно-
сти самого метода. Приготовление образца в виде элемен-
тарного азота, при наличии органических азотистых соеди-
нений, можно осуществить в две стадии: азот органических
молекул превращается в аммиак, который затем окисляется
до элементарного азота. Подробные указания можно найти
в специальной литературе [127]. В процессе работы необхо-
димо контролировать наличие в спектре масс линий кисло-
рода (масса 32 для молекулярного иона) и аргона (масса 40).
Присутствие этих линий будет говорить о попадании воздуха
в исследуемую систему, что приведет к ошибочным резуль-
татам.

Другим примером может служить стабильный изотоп
углерода C1S, используемый в качестве индикатора при ана-
лизе углерода в различных процессах. Для анализа исполь-
зуется двуокись углерода СО2. Из сложного спектра масс
для анализа отношения С13: С12 выбираются молекулярные
ионы (С12О13О16)+ с массою 44, (С13О16О16)+ и (С12О10О17)+
с массами 45.

На содержание последнего иона легко ввести поправку,
так как его интенсивность одинакова как в обычном,
так и в обогащенном образцах. Отношение изотопов
С18: С12 в обыкновенном углероде составляет 0,0110. Прини-
мая, что данный метод позволяет измерить изменение кон-
центрации только с точностью до 1%, можно указать пре-
дельно допустимое разбавление для углерода, обогащен-
ного С13. Если в обогащенном образце содержание С18
повышено в 10 раз, то допустимо разбавление обогащенного
углерода в 1000 раз. При работе с углеродом, обогащенным
в 20 раз С18, его можно разбавить в 2000 раз и т. д.

Анализ кислорода в той или иной системе может быть
осуществлен, если обогатить образен изотопом О18. Анализ
кислорода ведется на ионах (С12О16О16)+ с массою 44 и
§ 4]
(С12О16О18)+ с массою 46, для чего кислород переводится [127]
в С0.2.

Для водорода метод осложняется в связи со сложным
спектром масс. Действительно, для обычного изотопа водо-
рода имеем спектр масс: (Н1)*, (Н’Н1)4", (HJH2)+ и (Н1Н1Н1)4-
с массами соответственно 1, 2 и 3. Интенсивности послед-
них двух ионов в спектре соизмеримы. Для дейтерия спектр
масс содержит линии 2, 3, 4, 6 благодаря наличию ионов
(Н2)+ и (Н2Н2)+ + , (H2Hi)+, (Н2Н2)+, (Н2Н2Н2)+. Для смеси
произвольного состава отношение Н2: Н1 можно правильно
получить только из анализа всех линий, так как присут-
ствуют молекулы трех типов. Следы воды в анализируемой
системе приводят к большой ошибке, так как идет обмен
водорода. Более подробные сведения можно найти в спе-
циальной литературе [134].

§ 4. Некоторые геохимические вопросы

Ряд важных геохимических вопросов может быть выяснен
с помощью масс-спектрометрических исследований. Прежде
всего следует указать на ценность систематического изуче-
ния изотопного состава элементов в различных природных
образованиях. Особый интерес представляет изотопный со-
став урана. Масс-спектрометрическое определение изотопного
состава его было сделано [79] в 1939 г. на тс-радиан спектро-
метре (§ 9 гл. V). Источником ионов служили пары UBr4 и
UC14, ионизуемые медленными электронами. На рис. 144
приведены результаты измерений. Было установлено суще-
ствование трех изотопов с массовыми числами 234, 235 и
238. Можно было допустить, что отношение U285 : U238 за-
висит от геологического возраста минералов, из которых взяты
образцы. Изучение трех минералов с хорошо известным воз-
растом: дакеита (возраст 1 • 103 лет), шведского угля (4* 108 лет)
и уранинита (1-10° лет) показало, что изотопный состав
урана в пределах ошибки опыта (1%) остается неизменным.
Ввиду малой распространенности изотопа U234 его содержа-
ние было найдено с точностью до 1О°/о. Знание изотопного
состава урана позволило произвести вычисление периодов
полураспада каждого изотопа U’236 и U288, являющихся родо-
начальниками радиоактивных рядов.

Исключительный интерес представляет вопрос об изотоп-
ном составе рудных свинцов и существовании „первозданного*
свинца нерадиоактивного происхождения. Первые опыты
с летучими соединениями свинца — тетраметилом дали оши-
бочные результаты [1S5]. Измерения производились на метал-

лических ионах свинца, которые

легко давали гидриды.

В результате в составе свинца были „найдены" несуществую-

и 209. В более поздних
опытах f44»78] использова-

щие изотопы с массами 203, 205

лись пары йодистого свин-
ца, что требовало тща-
тельной очистки реакти-
вов от следов брома (см.
стр. 236). В составе свин-
ца имеются изотопы с
массовыми числами 204,
206, 207 и 208. В от-
личие от подавляющего
большинства других эле-
ментов изотопный состав
рудных свинцов сильно
зависит от выбора образ-
ца. Это связано с тем,
что часть изотопов свинца
заведомо радиоактивного
про и схождения. Поэтому
содержание их зависит от
геологического возраста
образца. Результаты ис-
следования изотопного со-

става рудных свинцов [44], опубликованные в 1938 и 1941 гг.,

не позволяют сделать каких-либо окончательных выводов,
так как сам выбор образцов не вполне удачен. Изотоп-
ный состав радиогенного свинца, помимо возраста мине-

рала, должен зависеть от миграции радиоактивных родо-
начальников свинца, в частности эманации [199] и самого
свинца в минералах. В последнее время были предприняты
новые усилия для упрощения методики анализа свинца [133»169j.
В газовом ионном источнике были использованы тетраметил

и тетраэтил свинца. Однако, в отличие от первых попыток,
измерения проводились на молекулярных ионах Pb(CHs)^,
а спектр масс исходных соединений был тщательно изучен.
Вопрос об изотопном составе свинца имеет первостепенное
значение, так как свинцовый метод определения геологиче-
ского возраста не может быть однозначно использован, если
неясна роль всех факторов, могущих изменить изотопный
состав свинца. Есть все основания считать, что изотоп РЬ’204
не является радиогенным по происхождению. В отношении
других изотопов свинца какие-либо выводы еще преждевре-
менны.

Работами советских ученых было доказано радиоактивное
происхождение изотопа аргона 40 и развит так называемый
„аргоноБый“ метод определения геологического возраста ми-
нералов. Как известно, Аг40, К40 и Са40 образуют триаду
изобар. Так как К40 является бета-активным, то энергетиче-
ски возможен его А-распад. При этом образуется Аг40. Та-
кой процесс представляется вероятным и с геохимической
точки зрения, потому что распространенность Аг40 выше, чем
у других инертных газов. Наличие А-распада может быть
установлено по мягкому рентгеновскому излучению I137], при-
надлежащему вновь возникшему ядру Аг40. Для данного слу-
чая р38] возможно масс-спектроскопическое доказательство
А-распада К40. Если из древних калиевых минералов, напри-
мер сильвина, выделить аргон, то в случае А-распада этот
аргон должен содержать только один изотоп Аг40, в то время
как аргон из воздуха содержит также изотопы 38 и 36.
Подобные опыты с образцом сильвина, возраст которого со-
ставлял 200 миллионов лет, выполнил в 1949 г. Герлинг р39]
с сотрудниками. Результаты масс-спектрометрического ана-
лиза аргона из калиевого минерала и из воздуха даны на
рис. 145 а.

Аргон, выделенный из сильвина, действительно состоит
только из изотопа Аг40. Изучение других калиевых минера-
лов I140] (карналлита, неффелина, микроклина) с точно из-
вестным геологическим возрастом подтвердило эти выводы и
позволило вычислить постоянную А-распада К40. Определив
количество калия в минерале и проверив его изотопный со-
став, можно, зная количество выделенного аргона, определить
геологический возраст минерала. На основании этих опытов
можно сделать важный вывод: основная масса аргона, со-
держащегося в воздухе (аргон 40), — радиогенного происхо-
ждения.

Для ряда элементов наблюдается вариация их изотопного
состава в образцах различного происхождения. Этим можно
воспользоваться для изучения механизма природных процес-
сов. Роль изотопа кислорода О18 как индикатора геохимиче-
ских процессов была показана А. П. Виноградовым [,8в].
Им было выяснено, что при фотосинтезе освобождается ки-
слород воды, а не углекислоты, что окисление марганца и
железа в природных условиях связано с гидролизом воды,
изучен изотопный состав природных карбонатов [ie2J. Тяже-
лым изотопом кислорода наиболее сильно обогащен кислород

Рис. 145 а. Изотопный состав аргона различного
происхождения.

углекислоты. В связи с этим кислород природных карбона-
тов также оказывается обогащенным О18. Это обогащение
объясняется условиями кристаллизации карбоната из воды.
В равновесных условиях при этом О18 распределяется так,
что концентрация его в воде оказывается меньше. Распреде-
ление О18 зависит от температуры, при которой происходит
осаждение. Степень обогащения уменьшается с ростом тем-
пературы образования карбоната. Таким путем удалось уста-
новить климатические условия верхнего мелового периода [181],
изучая изотопный состав кислорода, входящего в карбонат
кальция морских моллюсков. Эти беспозвоночные, имеющие
известковый скелет, образуют на дне морей и океанов боль-
шие отложения, разрастающиеся в подводные рифы и корал-
ловые острова. Полагая, что в карбонатах процесс изотоп-
ного обмена (с кислородом вод иного состава) протекает
достаточно медленно, можно по отношению О18: О16 для раз-
личных пластов морских отложений найти температуру, при
которой существовали беспозвоночные. На рис. 145 б приве-
дены результаты опытов для различных беспозвоночных. От-
ношение О18: О16 в воде составляет 1,000 на 500. Расчеты
показывают, что для карбонатов кальция при0°С это отно-
шение равно 1,026 на 500, а при температуре 25° С оно равно

По оси абсцисс отложено изменение изотопного отношения О,8/О1Й
в 10“а долях по отношению к Haliotis; по оси ординат—температура
в °C.

1,022 на 500. Атомный вес кислорода меняется на 7 • 10“7 ME
на 1°С. Эти отложения получили наименование „палеотер-
мометров".

В 1951 г. палеотемпературная шкала была подтвержде-
на [20°] опытами с живыми моллюсками, выращенными в ак-
вариумах при различных температурах. Метод приложим и
к карбонатам, осажденным из воды. Для высокотемпературных
кальцитов указанная выше закономерность нарушается, со-
держание О18 в них превышает его количество в гидротер-
мальных кальцитах [191].

Изотопный состав элементов обусловлен не только меха-
низмом синтеза их из ядерной материи, но и закономерно-
стями последующего развития. Эволюция элементов на Земле
протекала не изолированно друг от друга, а в условиях
непрерывного изотопного обмена. Поэтому трудно ожи-
дать среди образцов земного происхождения сколько-нибудь
значительных вариаций изотопного состава. Так в действитель-
ности и обстоит дело. Исключением являются элементы, об-
ладающие изотопами радиогенного происхождения (аргон,
свинец, стронций и др.). Средний изотопный состав элемен-
тов земных образцов является определенной характеристикой
всего процесса эволюции вещества нашей планеты. Для ка-
кой-либо иной, изолированной от нас системы вселенной
крайне мало вероятно ожидать, что эволюция ее вещества
приведет к „земномуu изотопному составу элементов. Изучая
полосатые спектры двуатомных молекул С2 и CN так назы-
ваемых углеродных звезд, Г. А. Шайн установил [19?], что
углерод в атмосфере этих звезд в десятки раз богаче тяже-
лым изотопом С13, чем углерод земного происхождения. Для
современных космогонических представлений о происхожде-
нии солнечной системы важное значение имеет утверждение
об общности генезиса метеоритов и земного вещества. По-
добное заключение может быть сделано на основании дан-
ных по изотопному составу элементов в земных и метеорит-
ных образцах. Исследований такого рода выполнено еще
очень мало. В 1950 г. А. В. Трофимов исследовал изотоп-
ный состав углерода в 39 метеоритах разного типа р94].
Оказалось, что среднее значение отношения С12: С18 метео-
ритов на 2% выше, чем у карбонатов, и на 1,3% ниже, чем
у нефтей, т. е. соответствует среднему составу углерода
Земли. Данные, полученные другими авторами [168- 196] по
изотопному составу: кислорода, углерода, железа, меди, гал-
лия, и результаты анализа серы в метеоритах показывают,
что в пределах ошибки изотопный состав метеоритных и
земных образцов один и тот же. К аналогичному заключе-
нию приводят результаты анализа состава других элементов
(никель, кобальт, хлор, кремний, уран, калий) в метеоритах,
выполненного иными средствами (радиометрически, спектро-
скопически и химически) [190].

§ б. Масс-спектроскопическое изучение
радиоактивных изотопов

Изучение радиоактивных изотопов является более широ-
кой задачей, чем анализ стабильных ядер. Если для послед-
них метод масс-спектроскопии может дать точные значения
масс и относительное содержание отдельных изотопов, то для
радиоактивных изотопов, помимо этих задач, возможно идеи-
тифицировать носителя определенного излучения по массе,
возможно найти ядерные характеристики для отдельных изо-
топов (сечения реакций, энергии реакций и т. д.), а в от-
дельных случаях найти период полураспада. Другими словами,
стали возможными прямые способы изотопической иденти-
фикации с помощью масс-спектроскопии. Рассмотрим некото-
рые интересные примеры подобных исследований.

1.	Мы видели выше, что изучение изотопического состава
аргона, выделенного из минерала сильвина определенного
возраста, позволило найти постоянную распада К40. Если
период полураспада изотопа лежит в пределах от дней до
нескольких лет, то возможно непосредственное определение
его периода масс-спектрометром. Подобные исследования
были проделаны [141] для радиоактивного изотопа Хе133.
Этот изотоп получается при делении урана под действием
медленных нейтронов. Радиохимические методы исследования
давали значение периода полураспада в интервале от 4 до
7 дней. Исследование проводилось на масс-спектрометре.
Небольшой диск из металлического урана облучался медлен-
ными нейтронами в котле. По прошествии 10 дней после
облучения из мишени выделялся и анализировался ксенон.
Измерения на масс-спектрометре производились каждые двое
суток. В табл. 3 приведены результаты измерений.

Таблица 3

Отношение ионных токов X ЮО	Время в часах после первого анализа			Период Т Хе133, дней
	0	45,83	92,91	
Хе133  Хе131 + Хе’32	34,60 ±0,05	29.91 + 0,006	20,79 ±0,015	5,263  5,276  5,270
Хе133	1	1	7,022 ±0,01	5,430 ±0,02	5,276
Хе131 + Хе132 + Хе131+ Хе’33				

Среднее значение Т= 5,271 ±0,002 дня. Точность изме-
рения периода полураспада вполне удовлетворительная. При
этом исключаются какие бы то ни было радиоактивные
загрязнения.
2.	Определение сечений захвата медленных нейтронов от-
дельными изотопами может быть сделано масс-спектроско-
пическим путем благодаря наличию мощных источников ней-
тронов. К числу элементов, имею’них большое сечение за-
хвата, принадлежит кадмий, широко применяемый для защиты
от нейтронов тепловых скоростей. Пластинка металличе-
ского кадмия облучалась медленными нейтронами в котле [142].
После этого с мишени снимался слой кадмия, соответствую-
щий глубине проникновения пучка нейтронов, и анализиро-
вался на масс-спектрографе. Результаты измерения обычного
и облученного кадмия приведены на снимке 11 а в прило-
жении.

Не прибегая к фотометрированию, можно сказать, что
ответственным за поглощение медленных нейтронов является
изотоп Cdns, превращающийся, согласно реакции (л, у),
в изотоп Cdlu. Так как этот изотоп стабилен, то радиоак-
тивными методами эту реакцию изучать трудно. Обра-
ботка масс-спектрограммы показывает, что уменьшение интен-
сивности линии Со118 и рост интенсивности линии Cd114
в облученном образце полностью согласованы. Возможно иное
решение задачи. С помощью масс-спектрометра производится
разделение или обогащение образцов исследуемыми изото-
пами. После этого измеряется ослабление пучка нейтронов
в этих образцах и подсчитывается сечение захвата. Таким
путем было найдено [17°] для обогащенного на 7О°/о изото-
пом Cd118 образца наибольшее сечение захвата медленных
нейтронов, превышающее сечение для обычного по составу
образца в 6 раз. Образцы, обогащенные другими изотопами,
показали значительно меньшее поглощение нейтронов. Нет
нужды говорить, что первый метод исследования значительно
более совершенный.

Сечения захвата медленных нейтронов на изотоп были
получены и для некоторых других элементов. Так, в котле
было произведено облучение мишени, содержащей 1,6 мг]слР
гадолиния [171]. Анализ изотопного состава, произведенный
на масс-спектрографе с двойной фокусировкой и искровым
ионным источником, дал результаты, приведенные в табл. 4.

Таким образом, можно утверждать, что сечения захвата
наибольшие у изотопов Gd165 и Gd167. Абсолютное значение
содержания изотопов гадолиния не отвечает современным
данным, что для сравнительных измерений мало существенно.
Таблица 4

Содержание изо- топа, % ...	155	156	157	158	160
Гадолиний нор- мального со- става 		15,60	20,60	16,42	23,45	20,87
Гадолиний облу- ченный ....	13,60	22,30	9,86	30,60	20,62
Эффект ....	—2,00	+ 1,70	-6,56	+7,15	-0,25

Аналогичные исследования были предприняты с самарием,
окись которого в виде мишени 1,9 мг'см2 облучалась
в котле [172j. Наибольшее сечение захвата медленных нейтро-
нов имеет изотоп Sm149, как видно из масс-спектра облучен-
ного и нормального образцов, приведенного на снимке И б.

Благодаря мощным источникам нейтронов подобные иссле-
дования удалось осуществить и для других элементов, сече-
ния захвата медленных нейтронов для которых невелики.
В 1947 г. было исследовано сечение на изотоп для ртути p78J.
125 мг сульфида ртути было облучено медленными нейтро-
нами. После этого из мишени выделялась и анализировалась
на масс-спектрометре металлическая ртуть. Результаты при-
ведены в табл. 5.

Таблица 5

Изотоп А	Содержание в образце, %		Наблюдаемый эффект в процентах
	нормальном	облученном	
196	. 0,155	0,120	—0,035 * 0,002
198	10,12	10,17	+0,05 rt 0,05
199	17,01	13,78	—3,23 * 0,07
200	23,21	26,52	+3.31 rt 0,09
201	13,15	13,11	—0,04 0,07
202	29,66	29.63	—0,03*0,15
204	6,69	6,68	—0,01 * 0,03
Для изотопов с массами 199 и 201 идут реакции и
частично (п, 2л). Сечение захвата для изотопа 196 найдено
равным 3100 барна.1 Аналогичные исследования были пред-
приняты для Кг, Хе, Ей, Но и некоторых других элемен-
тов р74].

3.	Большое число исследований ставило своей целью
приписать определенное массовое число носителю той или
иной активности. Такую идентификацию не всегда возможно
сделать по радиоактивным данным. В качестве примера рас-
смотрим исследование радиоактивных изотопов редкоземель-
ной группы, получающихся в процессе деления урана [С9’6°].
Методом позитивной радиографии на светосильном спектро-
графе был получен спектр масс от образца с общей актив-
ностью в несколько микрокюри. До проявления пластинки,
находившейся в приборе, с нее был сделан позитивный отпе-
чаток, содержащий, таким образом, только линии активных
изотопов. Результаты приведены на снимке 12.

Сопоставление линий на обеих пластинках позволяет при-
писать каждому изотопу определенное массовое число. Дли-
тельный срок (9 месяцев), протекший с момента облучения,
существенно облегчил задачу, так как за это время распалось
большое число короткоживущих изотопов. В более сложных
случаях целесообразно предварительное разделение исследуе-
мой фракции на группы радиохимическими методами. Таким
путем новому изотопу прометия [17Б], обладающему актив-
ностью с периодом 5,3 дня, было приписано массовое число
148. Этот изотоп получается по реакции Nd148 (р, л) Pm148. Для
активности с периодом 108 дней, принадлежащей иттрию, было
найдено [176], что носителем ее является изотоп иттрия с мас-
совым числом 88.

4.	Масс-спектрографический метол позволяет с успехом
изучать многие ядерные реакции.

Была исследована [144] реакция Cs (а, 2п) La. Мишень из
азотнокислого цезия была облучена альфа-частицами с энер-
гией 30 мэв, Из мишени выделялся лантан и анализировался
на спектрографе.

Результаты представлены на снимке 13.

Пластинка экспонировалась в масс-спектрографе. До про-
явления с нее было сделано два радиографических отпечатка 7\

1 1 барн == 10”24 см2.
и Т2 через определенное время. После этого все три пластинки
были проявлены.

На негативной пластинке имеются линии изотопов лан-
тана 133, 135 и 139. На позитивной пластинке экспони-
рованной через 24 часа после конца опыта, имеются линии 133
и 135. Тем самым доказано, что изотопы La183 и La135 являются
радиоактивными. Вторая позитивная пластинка Т2 была экспо-
нирована через 72 часа после первой. На ней отчетливо видно,
что оба активных изотопа лантана — короткоживущие. Фото-
метрирование этих линий дало значения периодов полураспада
4 часа для La133 и 19 часов для La186.

Вторым примером является исследование [177] реакций,
возникающих при бомбардировке брома альфа-частицами
с энергией от 20 до 100 мэв. В результате реакций (а, п),
(ос, 2п), (ос, Зп), (а, 4п) образуются изотопы рубидия, обладаю-
щие позитронной активностью. Из мишени (бромид аммония)
после облучения выделялся рубидий. Масс-спектрографический
анализ позволил установить, что активность с периодом полу-
распада 5 часов принадлежит изотопу Rb81, а активность
с периодом 6,3 часа — изотопу Rb82.

Изотоп тербия ТЬ149, полученный при облучении гадолиния
протонами с энергией 150 мэв, был идентифицирован масс-
спектроскопически [178]. Тем же методом идентифицированы
изотопы Cs127 и Cs129,

В качестве последнего примера рассмотрим масс-спектро-
графическую идентификацию [179] изотопов кюрия Ст248
и Ст244. Кюрий получался при облучении Ат241 нейтронами.
Он выделялся химически из облученного америция и анализи-
ровался масс-спектрографом.

На снимке 14 приведена масс-спектрограмма, полученная
позитивной радиографией.

Изотоп Аш241 дает интенсивную линию 241 и очень слабую
линию иона окисла [Ат241О16]+. Окисел америция химически
полностью не отделяется и присутствует в малом коли-
честве.

Масса 254 соответствует иону [Ри238О16]+, так как Ри233
нарастает после химического отделения кюриевой фракции
в результате альфа-распада изотопа Ст242 -> Не4 Ц- Ри288.

Изотоп Ст242 содержится в незначительном количестве
в металлическом виде. Основная линия масс получается от
иона [Ст242О16]+ с массою 258.
Изотопы Ст243 и Ст244, ввиду их незначительного содер-
жания, дают очень слабые линии оксидных ионов с мас-
сами 259 и 260.

Из фотометрических данных масс-спектра можно грубо
оценить содержание изотопов Cm243 и Ст244 как 1% от содер-
жания Ст242.

Изотоп Ст248 получается, согласно реакции

Ат241 (л, f) Am242	Ст242 (я, Т) Ст243.

Изотоп Ст244 образуется по реакции (л, 7) из Ст243,
а также более сложным путем:

Am241 (п, у) Ат242 (л, 7) Ат248 (л, f) Am244	—> Ст244.

Изотоп Ст243 был ранее известен по альфа-активности.

Таким образом изотоп Ст244 впервые был открыт масс-
Спектрографическим путем.

Приведенные примеры достаточно ясно показывают боль-
шие возможности масс-спектроскопии при изучении ядерных
реакций и идентификации радиоактивных изотопов.

§ 6. Разделение изотопов с помощью
масс-спектрографа

Количественное разделение изотопов с помощью масс-спе-
ктрографа в микроколичествах или обогащение образца опре-
деленным изотопом может быть осуществлено даже для
сравнительно тяжелых элементов [1б2]. Рассмотрим опыты по
разделению таллиевых изотопов I82].

Масс-спектрограф имел 90° магнитный анализатор и ион-
ный источник известного нам типа (§ 8 гл. IV). Интерес
представляет выходная часть спектрографа, схематично пред-
ставленная на рис. 146.

С помощью шлифа под выходной пучок спектрографа
подводится участок диска Р, покрытый сернистым цинком.
После этого производится регулировка режима источника и
спектрографа в целом непосредственно по экрану. Общий
ионный ток контролируется гальванометром. Далее, против вы-
ходной щели устанавливается противоположная часть диска,
на которой имеются на расстоянии 20 мм друг от друга два
отверстия 1 и диаметром 1 мм. За этими отверстиями
расположены коллекторы 2 и 2', соединенные с электроме-
трической схемой. Снаружи диска, вблизи отверстия /, имеется
прямоугольный кусочек алюминиевой фольги 0,05X20X30 мм
(имеющий сквозное отверстие против коллектора 2).

На рис. 147 приведена масс-спектрометрическая кривая,
снятая по ионному току на коллектор 2 для таллия. Выбором
магнитного поля линия 205 устанавливается на коллектор 2,
и осадок собирается на фольгу. Входная щель спектрографа
имела необычно большую ширину 5 мм, ионный ток достигал
1 мка. За 20 часов работы, в течение которых понадобилась
пятикратная перезарядка печи источника образцом, на фольге
был получен осадок таллия весом 70 мкг. Нормальный состав
таллия: 29% Т1208 и 71% Т1208. Полного разделения изотопов
не достигается. На фольге получилось 25 мкг ТГ206, содер-
жащего 2,5% примеси легкого изотопа, и 15 мкг Т1203,
содержащего 35% примесей. Форма линий прибора проверя-
лась с помощью Bi200.

17 Зак. 3890. г. Р. Рик.
Спектральный анализ подтвердил результаты масс-спектро-
графического разделения.

Для переноса в масс-спектрометре 1 мол вещества, так
же как и в случае электролиза, требуется 26,8 а-ч, В 1948 г.

с помощью секторного масс-спек-
трометра были разделены в весо-
вых количествах изотопы цин-
ка [1ЭЗ]. Для светосильного источ-
ника, дающего на выходе ток
до 2 ма, при ускоряющем напря-
жении 15 кв на выходе было
собрано 6,5 мг чистых изотопов
цинка за 14 часов. Используя масс-
спектрометр с магнитной линзой,
удалось получить [1б?] изотопы ли-
тия Ы8 — 18 мкг и Li7 —200 мкг>
а также разделить изотопы дру-
гих элементов р77»151].

§ 7. Масс-спектроскопическое
доказательство радиоактив-
ности нейтрона

С помощью простейшего масс-
спектрометра, магнитной линзы,
были проведены интересные опы-
ты, подтвердившие радиоактивный
распад свободного нейтрона [8].
Общая схема установки дана на
рис. 148.

„ к.	Обнаружение в составе ней-

Рис. 147. Масс-спектр тал-

лия и фольга с осадком раз- тронного пучка протонов опреде-
деленных изотопов. ленной энергии является доказа-
тельством радиоактивности ней-
трона. Из интенсивного пучка нейтронов, не содержащего
гамма-лучи, возникающие при распаде протоны ускорялись
электрическим полем в направлении магнитной линзы. Магнит-
ная линза фокусировала протоны на катод электронного
умножителя. На рис. 149 приведена зависимость числа реги-
стрируемых протонов от силы тока в магнитной линзе.
Отчетливо видимый максимум принадлежит протонам, возни-
кающим при бета-распаде свободного нейтрона.
17*

Рис. 148. Установка для обнаружения радиоактивности нейтрона.

Отсчетов

Ток в обмотке линзы
Рис. 149. Спектр протонов.
Пунктирная кривая дает фон прибора.
§ 8, Определение молекулярного веса компонент
газовой смеси масс-спектрометром

Масс-спектрометром можно воспользоваться для опреде-
ления молекулярного веса газов и некоторых легко летучих
соединений. Представим себе, что смесь двух газов с моле-
кулярными весами и находится в некотором сосуде.
Через малое по сечению отверстие сосуд сообщается с ион-
ным источником масс-спектрометра, Скорость истечения (эф-
фузии) каждой компоненты газовой смеси будет зависеть от
молекулярного веса. При этом имеет место следующее урав-
нение [169]:

где v1 и ф2 — скорости эффузии, соответственно, первого и
второго газа.

Парциальное давление каждой компоненты газовой
смеси в сосуде вследствие истечения будет убывать во вре-
мени по закону:

=	Ри),	(8)

где ри—давление в ионном источнике. Обычно ри = 10-6 мм Hg.
Давление газа в исходном объеме р*=10“4 мм Hg, таким
образом, давлением ри можно пренебречь в (8). Поэтому

откуда

dt VtP”

z I

(9)

где pj— парциальное давление Z-й компоненты в момент вре-
мени /0.

Допустим теперь, что в спектре масс /-компоненты имеется
пик, происхождение которого не связано с присутствием
другой компоненты смеси. Тогда регистрируемая на выходе
масс-спектрометра высота Hi этого пика будет пропорцио-
нальна давлению рр

Hi = aipi,	(10)
где — коэффициент пропорциональности, зависящий от
эффективности ионизации и параметров масс-спектрометра.
Тогда из (9) и (10) имеем:

— Vj У»

(11)

где Hi — начальная высота пика в момент времени /0.

Наблюдая изменение высоты пика за определенный про-
межуток времени, можно из (11) вычислить скорость эффузии
данного газа.

Измерив скорости эффузии каждой компоненты смеси,
можно по уравнению (7) найти отношение их молекулярных
весов [19°]. Если произвести калибровку прибора, измеряя
скорость эффузии газа с известным молекулярным весом, то
возможно определение абсолютного значения молекулярного
веса других газов. В качестве такого стандарта для воздуш-
ных смесей удобным оказался кислород (у. = 32). С целью
проверки метода были измерены молекулярные веса основных
атмосферных газов: азота, углекислого газа и аргона. Полу-
ченные результаты совпадали с известными значениями моле-
кулярных весов с точностью до 1%.

Таблица 6

Вещество	Концентра- ция В %	Массо- вое число пиков	Молекулярный вес	
			по хими- ческим данным	найденный из опыта
Бензол 		97,00	39  52  78	78,11	77,2  78,5  78,0
Циклопентанон .	1,00	41  55  84	84,11	84,1  84,7  87,5
Ацетон		1,00	43  58	58,08	58,1  58,4
s-тетрахлорэтан	1,00	83  85	167,41  169,03	175,3 177.
Метод был опробован [19Э] для случая смеси четырех
органических соединений, имеющих большую упругость пара
при комнатной температуре. В качестве стандарта использо-
вался бензол (пик с массовым числом 78). Результаты опре-
делений даны в табл. 6.

На рис. 150 приведены кривые, по которым определялась
скорость эффузии. Истечение паров происходило через отвер-

стие диаметром 0,043 мм. Точность полученных результатов
(около 0,5%) вполне удовлетворительная, кроме случая s-тетра-
хлорэтана, где ошибка достигает 4%. Это связано с плохим
разрешением пиков с массами 84 и 85, а также с различным
содержанием изотопов С185 и Cl87.

Метод применим для тех компонент, которые химически
не взаимодействуют друг с другом и стенками прибора.
ЛИТЕРАТУРА

1.	Гринберг Г. А. Избранные вопросы математической теории
электрических и магнитных явлений. ИАН СССР, 1950.

2.	Allen, Pool, Kurbatov a. Quill. Phys. Rev., 60, 155, 1941;
Phys. Rev. 60, 425, 1941; Roberts, Haydenburg a. Loc-
her. Phys. Rev. 53, 1016, 1938; Leininger, Segre, Wie-
gand. Phys. Rev. 76, 897, 1949.

3.	Robson. Phys. Rev. 78, 310, 1950; Phys. Rev. 83, 349, 1951.

4.	Бете Г. и Вечер P. Физика ядра, ч. I, ОНТИ, 1938; Wеiz-
sacker. Phys. Zs. 36, 779, 1935.

5.	Жданов А. ДАН 70, 211, 1950.

6.	Джелепов Б. ЖЭТФ 5, 361, 1949.

7.	Urey, Brickwedde a. Murphy. Phys. Rev. 40, 464, 1932.

8.	Hughes a. Eckart. Phys. Rev. 36,694, 1930,

9.	Schiller u. Кeуstоn. Zs. f. Phys. 70, 1, 1931.

10.	Герцберг Г. Атомные спектры и строение атомов. 1948;
Milliken. Phys. Rev. 25, 119, 1925; Phys. Rev. 25, 259, 1925.

И. Гинзбург В. УФН, 31, 320, 1947; Горди У. УФН, 39, 201,
1949.

12.	Townes, Merrit a. Wright. Phys. Rev. 73, 1334, 1948.

13.	Sttandberg, Wentink a. Hill. Phys. Rev. 75, 827, 1948.

14.	Корсунский M. ЖЭТФ 16, 151, 1946; ЖЭТФ 21,25,1951.

15.	Брюхе E. и Шерцер О. Геометрическая электронная оптика.
Лениздат, 1943; Косслет В. Введение в электронную оптику.
ИЛ, 1950.

16.	Hughes a. Rojansky. Phys. Rev. 34, 284, 1929.

17.	Voges. Zs. f. Phys. 76, 390, 1932.

18.	Гринберг Г. А. ЖТФ, 19, 361, 1943.

19.	С e м e н о в H. и В а л ь те p A. Zs. f. Phys. 17, 67, 1923.

20.	Лукошков В., Ильинский В. и ТамаридзеТ. Изв.
электропром. слаб, тока 7, 1940.

21.	Страшкевич А. ЖТФ 10, 91, 1940.

22.	Шпинель В. ДАН 53, 9, 1946; ДАН 53, 801, 1946; Svart-
holm. Arkiv. f. Mat. Astr. Fys. 2, 14, 115, 1950.

23.	Herzog. Zs. f. Phys. 89, 447, 1934; Carta n. Journ. Phys. 8,
453, 1937; Walch er. Nucleonics. 5, 42, 1949.

24.	Barber. Proc. Leeds. Phil. Soc. 2, 427,1933; Stephens. Phys.
Rev. 45, 123, 1934; Phys. Rev. 45, 513, 1934.

25.	Kerwin, Rev. Sc. Instr. 20,36,1949; Hintenberger. Rev,
Sc. Instr. 20, 748, 1949.
26.	Kerwin a. Ge of Irion, Rev. Sc. Jnstr. 20, 381, 1949.

27.	Svartholm. Arkiv. f. Mat. Astr. Fys. 33, 24, I, 1947; 33» 21,
I, 1947.

28.	Robinson. Rev. Sc. Instr. 20, 745, 1949.

29.	Coggeshall. Journ. Appl. Phys. 18, 885, 1947.

30.	Hippie. Phys. Rev. 55, 597, 1939.

31.	Oliphant a. Rutherford. Proc. Roy. Soc. 141 A, 259, 1933.

32.	Crane, Lauritsen a. Soltan. Phys. Rev. 45, 507, 1934.

33.	Tuve, Dahl a. Van Atta. Phys. Rev. 46, 1027, 1934; Phys.
Rev. 48, 241. 1935.

34.	Koch a. В e n d-N i e 1 s e n. Det. Kgl. Dan. Vid. Selskab. 21,8,1944.

35.	Dempster. Phys. Rev. 50, 186, 1936.

36.	Honige. Journ. Appl. Phys. 16, 646, 1945; Nier, Ney a. Ing-
hram. Rev. Sc. Instr. 18, 191, 1949;Dibeler V. a. Cordero F.
Jour, of Research 46, 1, 1951.

37.	Э с т e p м а н И. УФН 32, 89, 1947.

38.	W a 1 c h e r. Zs. f. Phys. 122, 62, 1944.

39.	Jordan a. Coggeshall. Journ. Appl. Phys. 13, 539, 1942.

40.	Blewett. Phys. Rev. 49, 900, 1936.

41.	Nier. Rev. Sc. Instr. 11,212, 1940; Graham, Harkness a.
Th ode. Journ. Sc. Instr. 24, 119, 1947.

42.	Nier. Rev. Sc. Instr. 18, 398, 1947.

43.	Dempster. Phys. Rev. 20, 631, 1922.

44.	Nier. Journ. Amer. Chern. Soc. 60, 1571, 1938; Nier, Thomp-
son a. Murphey. Phys. Rev. 60, 112, 1941.

45.	Finkelstein. Rev. Sc. Instr. 11, 94, 1940; A г d e n n e. Phys.
Zs. 43, 91, 1942; Heil. Zs. f. Phys. 120, 212, 1943.

46.	Schmidt. Ann. d. Phys. 75, 337» 1924; 82» 664, 1927; Boiling.
Phys. Zs. 33, 625, 1932.

47.	Доб рецов Л. Электронная и ионная эмиссия, ИЛ, 1950; ЖТФ
17, 4, 1947.

48.	К u n s m а п. Science 62,269,1925; Journ. Franc. Inst 203,635,1927.

49.	Barton, Harnwell a. Kunsman. Phys. Rev. 27, 739, 1926.

50.	Koch. Zs. f. Phys. 100, 669, 1936.

51.	Стародубцев С. Труды ФТИ Узб. ССР 2, 5, 1948; Ари-
фо в У. и Ш у п п е Г., там же 2, 19, 1948.

52.	Со г tell, Kunsmann a. Nelson, Journ, Opt. Soc. Amer.
20, 153, 1930; Nelson. Rev. Sc. Instr. 2, 173, 1931.

53.	Hind ricks a. Jones. Phys. Rev. 44, 322, 1933; Hundly.
Phys. Rev. 30, 864, 1927; Sampson a. Walker, Phys. Rev. 50,
456, 1936.

54.	Стародубцев С. ЖЭТФ 19, 606, 1949,

55.	Smithe, Rumbaugh a. West. Phys. Rev. 45» 724, 1934.

56.	Sha w. Phys. Rev. 71, 227, 1947.

57.	Plum lee a. Smith. Journ. Appl. Phys. 21, 811, 1950.

58.	Трофимов А. Журн. анал. химии 5, 58, 1950.

59.	Hayden. Phys. Rev. 74, 650, 1948.

60.	Lewis a. Hayden. Rev. Sc. Instr. 19, 599, 1948.

61.	Swann. Journ. Franc. Inst. 210, 751, 1930; Bainbridge. Phys.
Rev. 44, 123, 1933.

62.	Thomson. Phil. Mag. 21, 225, 1911.
63.	Conrad. Phys, Zs. 31, 888, 1930; Lukanow u. Schutz e.
Zs. f. Phys. 82, 610, 1933; Kalman a. L asareff. Zs. f. Phys.
80, 237, 1933.

64.	Car tan. Journ. d. Phys. 8, III, 1937.

65.	Zeeman a. Gier. Proc. Roy. Agad. Amst. 37, 127, 1934.

66.	Астон Ф. Масс-спектры и изотопы. ИЛ, 1948.

67.	Aston F. Proc. Roy. Soc. A 115, 487, 1927.

68.	Aston F. Proc. Roy. Soc. A 163, 391, 1937.

69.	Sawyer. Proc. Camb. Phil. Soc. 32, 453, 1936.

70.	Costa. Ann. d. Phys. 4, 425, 1925.

71.	J a k о w 1 e w. Zs. f. Phys. 64, 378, 1930.

72.	Dempster. Phys. Rev. II, 316, 1918.

73.	В1 e a k n e y. Phys. Rev. 40, 496, 1932.

74.	Tate, Smithe a. Vaughan. Phys. Rev. 48, 525, 1935.

75.	Rittenreg, Keston, Rosebury a. Scheenheiner. Journ.
Biol. Chern. 127, 291, 1939.

76.	S m i t h P., L о z 1 e r, SmithL. a. Bleakney. Rev. Sc. Instr.
8, 51, 1937.

77.	Nier. Phys. Rev. 50, 1041, 1936; 53, 282, 1938.

78.	Nier. Phys. Rev. 55, 153, 1939.

79.	Nier. Phys. Rev. 55, 150, 1939.

80.	Siri. Rev. Sc. Instr. 18, 540, 1947; Lindholm. Ark. Mat Astr.
Fys. 34, 25, I, 1948; Ubisch. Ark. f. Fys. 2, 46,509, 1951.

81.	Hippie. Journ. Appl. Phys. 13, 551. 1942.

82.	Watcher. Zs. f. Phys. 108, 376, 1934; 122, 401, 1944.

83.	К ar win. Rev. Sc. Instr. 21, 96, 1950.

84.	H e r z о g u. Hauk. Zs. f. Phys. 108, 609, 1938.

85.	Camac. Rev. Sc. Instr. 22, 197,1951; Mattauch u. Herzog.
Zs. f. Phys. 89, 447, 1934; Zs. f. Phys. 89, 786, 1934; Cartan.
Journ. d. Phys. 8, 453, 1937; К1 e m m. Zs. Naturforschung I, 137, 3,
1946.

86.	Bondy, Johansen a. Popper. Zs. f. Phys. 95, 46, 1935.

87.	Dempster. Proc. Amer. Phil. Soc. 75, 760, 1935.

88.	Duckworth. Rev. Sc. Instr. 21, 54, 1950.

89.	Bainbridge a. Jordan. Phys. Rev. 50, 282, 1936.

90.	Mattauch, Phys. Rev. 50, 617, 1936.

91.	Shaw a. Rall. Rev. Sc. Instr. 18, 278, 1947.

92.	Jordan. Phys. Rev. 60, 710, 1941.

93.	Nier a. Roberts. Phys. Rev. 81, 507, 1951.

94.	В1 e a k n e у a. Hippie. Phys. Rev. 53, 521, 1938.

95.	Monk, Graves a. Horton. Rev. Sc. Instr. 18, 796, 1947.

96.	Cameron a. Eggers. Rev. Sc. Instr. 19, 605, 1948.

97.	Goudsmit Phys. Rev. 74, 622, 1948; Hippie, Sommer a.
Thomas. Phys. Rev. 76, 1877, 1949.

98.	Smith. Rev. Sc. Instr. 22, 115, 1951.

99.	Richards a. Hays. Rev, Sc. Instr. 21, 99, 1950.

100.	Schissel. Journ. Appl. Phys. 22, 680, 1951.

101.	Ливингстон M., Розе M. иНамиасМ. Циклотрон. Гос-
техиздат, 1948.

102.	Alvarez a. Cornog. Phys, Rev, 56, 379, 1939; Phys, Rev, 56,
613, 1939.
103.	М е щ е р я к о в М„ Реут А., Григорьев Е. и Хре-
нина Т. ДАН 52, 771, 1946.

104.	X лопин В. и ГерлингЭ. ДАН 61, 2, 1948.

105.	А л хазов Д. и Мурин А. ДАН 30, 204, 1941.

106.	Thomson. Phil. Mag. 13, 561, 1907.

107.	Koenlgsberger u. Kutschewski. Phys. Zs. 11, 666, 1910.

108.	Bainbridge. Journ. Franc. Inst. 212, 1931.

109.	Шинтельмейстер И. Электронная лампа как прибор для
физических измерений. ИЛ, 1949.

ПО. В ret a no a. lnglby. Journ. Sc. Instr. 16, 81, 1939.

111.	Nier, Ney a. Inghram. Rev. Sc. Instr. 18,294, 1947.

112.	Palevsky, Swank a. Grenchik. Rev. Sc. Instr. 18, 298,
1947.

113.	Кубецкий Л. Автоматика и телемеханика I, 17, 1936.

114.	X л е б н и к о в Н. УФН 24, 358, 1940; Лукьянов С. Фото-
элементы. Изд. АН СССР, 1948; Рик Г. Изв. АН, сер. физ.,
8, 366» 1944.

115.	Allen. Phys. Rev. 55, 966, 1939; L. Smith. Rev. Sc. Instr. 22,
166, 1951.

116.	Ионов H. ЖЭТФ 18, 174, 1948.

117.	Fox a. Hippie. Rev. Sc. Instr. 19, 462, 1948.

118.	Miller. Electronics. 14, 27, 1941.

119.	С a 1 d e с о u r t. Rev. Sc. Instr. 28, 58, 1951; Winn a. Nier. Rev.
Sc. Instr. 20, 773» 1949.

120.	Nier. Rev. Sc. Instr. 6, 254, 1935.

121.	Гринберг А. П. Методы ускорения заряженных частиц.
Гостехиздат, 1950.

122.	Koch. Phys. Rev. 69, 238, 1946.

123.	Koch. Det. Kgl. Danske Vigens. Selskab 24, 7, 1948.

124.	Grave a. Hippie. Rev. Sc. Instr. 18, 837, 1947.

125.	Ney a. Mann. Phys. Rev. 69, 239. 1946.

126.	Matta uch u. Lichtblau. Phys. Zs. 40, 16, 1930; Bain-
bridge a. Jordan. Phys. Rev. 51, 595, 1937.

127.	Получение и определение меченых атомов. Сборник, ИЛ,
1948.

128.	Lewis G. a Macdonald R. Jour. Amer. Chern. Soc. 58, 2519,
1936.

129.	Nier. Phys. Rev. 52, 933, 1937.

130.	Smit he. Phys. Rev. 28, 1275, 1926; Matta uch. Phys. Zs. 33,
899 1932.

131.	См.' УФН 63, 299, 1951; Keller. Helvetica Phys. Acta. 22, 386,
1949.

132.	См. УФН 63, 301, 1951; Bennett. Journ. Appl. Phys. 21, 143,
1950.

133.	Phys. Rev. 77, 789, 1950; 79, 450, 1950; 81, 624, 1951.

134.	Арденне M. Физические основы применения радиоактивных
и стабильных изотопов в качестве индикаторов. ИЛ, 1948.

135.	Aston. Nature 123, 313, 1929.

136.	Collins, Freeman a. Wilson. Phys. Rev. 82, 966, 1951.

137.	Bleuer a. Gabriel. Helvetica Phys. Acta 20, 67, 1947.

138.	Хлоп и н В. и ГерлингЭ. ДАН 61, 297, 1948.
139.	Гер линг Э. и Титов Н. Изв. АН ОХН 2, 128, 1949.

140.	Герлинг Э., Титов Н. и Ермолин Г. ДАН 68, 553, 1949.

141.	Macnamara, Collins a. Thode. Phys. Rev. 75, 532, 1949.

142.	Dempster. Phys. Rev. 71, 829, 1947.

143.	Пивоваров С. П. ЖТФ 15, 11, 1945.

144.	Singer, Maple a. Bowen. Phys. Rev. 77, 398, 1950.

145.	Thiboud, Cartan, Cemparat. Quelques techniques actu-
elles en physique nucleaire, 63—173, Paris, 1938.

146.	Hippie. Phys. Rev. 71, 139, 1947.

147.	Dibeler, Wise, a. Mohler. Phys. Rev. 71,377, 1947.

148.	Bleakney. Phys. Rev. 34, 157, 1929; Tate a. Hagstur.
Phys. Rev. 57, 1071, 1940; Osberghaus. Zs. f. Phys. 128, 366,
1950.

149.	Дукельский В., Занденберг Э. и Ионов Н. ДАН 62,
323, 1948; 68, 31, 1949.

150.	Rumbaugh. Phys. Rev. 49, 882, 1936.

151.	Smith a. Hemmendinger. Phys. Rev. 51, 178, 1937.

152.	Смит, Паркинс и Форрестер. УФН 35, 556, 1948.

153.	Roberts. Phys. Rev. 81, 624, 1951.

154.	Гутрин А. и УокерлингР. Вакуумное оборудование и
вакуумная техника. ИЛ, 1951.

155.	Thomas, Williams a. Hippie. Rev. Sc. Instr. 17, 368, 1946.

156.	Nier. Phys. Rev. 81, 624, 1951.

157.	Nier. Phys. Rev. 79, 450, 1950.

158.	Duckworth a. Preston. Phys. Rev. 79, 402, 1950.

159.	Duckworth, Preston a. Woodcock. Phys. Rev. 79, 188,
1950.

160.	Duckworth a. Johnson. Phys. Rev. 78, 179, 1950.

161.	Duckworth a. Woodcock. Phys. Rev. 78, 479, 1950.

162.	L e 1 a n d. Phys. Rev. 77, 634, 1950.

163.	Hayden, Hess a. Jnghram. Phys. Rev. 77, 299, 1950.

164.	Ewald. Zs. f. Naturforsch. 6a, 6, 293, 1951.

165.	Mattauch u. Fl am m er sffe 1 d. Isotopenbericht. 1949.

166.	ПринсхеймП. и Фогель M. Люминесценция жидких и
твердых тел. ИЛ, 1948.

167.	Hays, Richards a. Goudsmit. Phys. Rev. 84, 824, 1951.

168.	Nier, Gulbransen. J. Amer. Chern. Soc. 61,697, 1939; Mur-
phy, Nier. Phys. Rev. 59, 771, 1941.

169.	Dibeler a. Mohler. Jour, of Research. 47, 337, 1951.

170.	Moyer, Peters, Schmidt. Phys. Rev. 69, 666, 1946.

171.	Lapp, Horn a. Dempster. Phys. Rev. 71, 745, 1947.

172.	Dempster. Phys. Rev. 74, 502, 1948.

173.	Ingram, Hess a. Hayden. Phys. Rev. 71, 561, 1947.

174.	M a c n am a r a a. Thode. Phys. Rev. 80, 296, 1950; Ingram a.
Hayden. Phys. Rev. 71, 130, 1947; Hay den, Reynolds a.
Ingram. Phys. Rev. 75, 1500, 1949.

175.	Parker. Phys. Rev. 72, 85, 1947.

176.	Hayden. Phys. Rev. 74, 650, 1948.

177.	Reynolds. Phys. Rev. 75, 313, 1949.

178.	Rasmussen, Reynolds, Thomson. Phys, Rev. 80, 475,
1950.
179.	Reynolds, Hulet a. Street. Phys. Rev. 80, 467, 1950.

180.	Селинов И. П. Атомные ядра и ядерные превращения. Гос-
техиздат, 1951.

181.	Urey, Science 108, 489, 1948.

182.	Hays, Richards a. Gaudsmit. Phys. Rev. 84, 824, 1951.

183.	НеменовЛ. M. ЖЭТФ 6, 237, 1936.

184.	Richards a. Hays. Rev. Sc. Instr. 21, 99, 1950.

185.	Colt man a. Marshall. Phys. Rev. 72, 528, 1947.

186.	Виноградов А. П. Геохимия редких и рассеянных элемен-
тов в почвах. Изд. АН СССР, 1950.

187.	Hintenberger Н. Helvet. Phys. Acta 24, 307, 1951.

188.	Bainbridge, Goldhaber, Wilson. Phys. Rev. 84, 1260,
1951; Slater. Phys. Rev. 84, 1261, 1951.

189.	Knudsen. Ann. Physik 28» 75, 1909.

190.	Eden, Burr and Pratt. Anal. Chern. 23, 1735, 1951.

191.	Тейс P. В. ДАН 72, 73, 1950.

192.	Виноградов А. П. и Донцова Е. И. ДАН 56, 391, 1947;
Dole and S1 о bod. Journ. Amer. Chern. Soc. 62, 471, 1940.

193.	Шайн Г. А. Вести. АН СССР 10, 52, 1940; Шайн Г. А. и
Газе В. Ф. ДАН 68, 661, 1949.

194.	Трофимов А. В. Метеоритика 8, 127, 1950.

195.	Трофимов А. В. ДАН 66, 181, 1949; Bleakney, Hippie.
Phys. Rev. 47, 800, 1935; Rank am a. Bull. Geol. Soc. Amer.
59, 389, 1948; Vai bey, Anderson. Phys. Rev. 59, 113, 1941;
Ingraam, Hess, Brown, Goldberg. Phys. Rev 74, 343,
1948; Brown. Phys. Rev. 72, 347, 1947.

196.	King. Astroph. Journ. 84, 507, 1936; Schumb, Evans,
Hastings. Journ Amer. Chem. Soc. 61, 3451, 1939; Harkins,
Stone. Journ. Amer. Chem. Soc. 48, 938; 1926; Schumb,
Evans, Leeders. Jour. Amer. Chem. Soc. 63, 1203, 1941;
Baxter Dorcas. Jour. Am. Chem. Soc. 46, 358, 1924.

197.	Nier. Phys. Rev. 77, 789, 1950.

198.	Bernas a. Nier. Rev. Sc. Instr. 19, 895, 1948.

199.	Старик И. E. Report of XVI Geol. Congr. 1933; С т a p и к И. E.
Пробл. сов. геологии 7, 70, 1933; Старик И. Е. Радиоактив-
ные методы определения геологического времени. ОНТИ, 1938;
Wickman. Geol. Foren. Ftirhandl. 64, 465, 1942.

200.	Epstein, Buchsbaum, Lovenstam a. Urey. Bull.
Geol. Soc. Amer. 62, 417, 1951.
ПРИЛОЖЕНИЯ
ПРИЛОЖЕНИЕ I

Таблица I

Стабильные изотопы

Таблица указывает процентное содержание, дефект массы н
массу изотопов стабильных элементов. В основу положены данные,
опубликованные до 1 января 1952 г. Все новые данные, касающиеся
массы изотопов, приведены наряду с принятыми ранее значениями,
так как в таблицу обычно включаются лишь всесторонне прове-
ренные цифры.

Литературные ссылки приведены только для новых работ,
*—отмечены результаты, полученные на динамическом масс-спек-
трометре —„хронотроне*.

Заряд ядра  Z	Изотоп	Содержа- ние, %	Дефект массы Ж —Л в 10~3 ME	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
I	2	3	4	5	6
0	п		+ 8,938	1,0089383 + 0,0000057  1,008981  0,000003	[1в41
1	Н1  D2	99,9844  0,0156	+ 8,1297  + 14,721	1,0081297 zt 0,0000032  1,008141 zt  0,000002  2,014721 +  0,000006  2,014732 ±  0,000004	[W4]  [W4]
Заряд я^>а	Изотоп	Содержа- ние, %	Дефект массы  М — А в 10-з me	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
2	Не3  Не4	0,0001  99,9999	+17,014  + 3,887	3,017014 dt  0,000017  4,003887 zt  0,000021  4,003860 zt  0,000012	[1841
3	Lie  LP	7,30  92,70	+ 16,952  + 18,203	6,016952 ± 0,000047  7,018203 ± 0,000004	
4	Be9	100	+ 14,99	9,01499 ± 0,00006	
5	ВЮ  BU	18,83  81,17	+16,06  +12,83	10,01606 zt 0,00006  11,01283  0,00006	
6	с12	98,9	+ 3,855	12,003855 ± 0,000028  12,003807 ± 0,000011	[164]
с	С18	1.1	+ 7,576	13,007576 ± 0,000023  13,007538 *  0,000014	[164]
7	N14  N15	99,62  0,38	+ 7,540  + 4,900	14,007540 ± 0,000024  14,007525 ±  0,000015  15,004900 ±  0,000025  15,004928 rt  0,000020	[164]  [164]
Заряд ядра Z	Изотоп	Содержа- ние, o/o	Дефект массы Al — A в 10-3 ME		Масса изотопа в М Е	Лите- ратура
1	2	3	4		5	6
8	О13  О17  018	99,759  0,0374  0,2036	0  + 4.53  + 4,91		16,000000  17,00453 +  0,00006  17,004507 zt 0,000015  18,00491 zt  0,00016  18,004875  0,000013	Эталон  [164]
9	pie	100	+ 4,35		19,00435 ±  0,00007  19,004414 ± 0,000017	[W]
ю	Ne2o  Ne21  Ne22	90,92  0,257  8,82	— 1,101  4-0,62  — 1,50		19,998899 zt 0,000062  19,998771 ziz  0,000012  21,00062 ±  0,00009  21,000393 ziz  0,000022  21,99850 ziz  0,00015  21,998329 ziz 0,000019	(I64]
11	Na23	100	— 3,03		22,99697 zt  0,00007	
12	Mg24  Mg25  Mg23	78,60  10,11  11,29	— 7,46  — 6,29  — 9,43		23,99254 ± 0,00008  24,99371 ±  0,00009  25,99057 —  0,00012	
Заряд ядра Z	Изотоп	Содержа- ние, %	Дефект массы ЛГ— А в IO”3 ME	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
13	АР7	100	—10,26	26,98974 ± 0,00006	
					
					
14	S128	92,16	-14,55	27,98545 ±  0,00011	
				27,985792 rt 0,000032	
	si?9	4,71	—14,55	28,98545 ± 0,00012	
				28,98567 zt 0,00014	I168]
	Siso	3,13	— 16,92	29,98308 ± 0,00006	
				29.98290 ±  0,00015	[1ВД]
15	psi	100	—16,49	30,98351 ± 0,00017	
				30,983622 ± 0,000023	[1в4]_
16	SB2	95,06	—18,33	31,98167 ± 0,00017	
				31,982272 ±  0,000019	[W]
				* 31,983 ± 0,001	[182]
	S88	0,74	— 19,4	32,9806 ± 0,0002	
	S84	4,18	— 21,7	33,9783 zt 0,0002	
	S36	0,014		33,978770 * 0,000031	[М4]
17	С135	75,43	— 21,07	34,97893 *  0,00028	
				* 34,9805 zt 0,0005	[!82]
	С187	24,57	— 2245	36,97755 ± 0,00028	
Заряд ядра Z	Изотоп	Содержа- ние, °/0	Дефект массы M — A в 10"3 ME	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
18	Af>G  Аг88  АГ4О	0,337  0,063  99,600	— 21,95  - 25,49  - 24,49	35,97805  35,97926  0,00008  37,97451  39,97551  39,975022 zt  0,000029	[tM]  [teq
19	К39  К41	93,306  6,683	— 25,0  — 24,74	38,975 40,97526  * 40,975 ± 0,002	[182]
20	Са4о Са42 Са« С а44 С а43 Са48	96,92 0,64 0,129  2,13 0,0032 0,179			
21	Sc45	100	—30,23	44,96977	
22	Ti4$ Ti47 Т148 Ti49 ЦбО	7,95  7,75  73,45  5,51  5,34	—34,0  —36,0  —37,0	47,966  48,964  49,963	
23  24	уьо уы  Cr&o  СГ&2  Cr63  Cr34	0,23 99,77  4,31  83,76  9,55  2,38	— 42,3  — 39,80  — 42,90	50,9577  49,96020 +  0,00025  51,95710 ± 0,00026	
Заряд ядра Z	Изотоп	Содержа- ние, %	Дефект массы М — А в Ю-з me	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
I	2	3	4	5	6
25	МП25	100	— 44,55	54,95545 ± 0,00027	[168]
26	Fe54  Fe56  Fe67  Fe68	5,81  91,64  2,21  0,34	— 43,36  - 47,15	53,95664 ± 0,00027  55,95285 ±  0,00016	[160]  [158]
27	Сом	100	— 49,71	58,95029	[159]
28	N158  Nieo  Niei Ni62 Ni64	67,76  26,16  1,25  3,66  1,16	— 46,46  — 51,60  — 46,0  — 50,4  — 52,6	57,95354 ± 0,00029  59,94840 ±  0,00030  60,9540  61,9496  63,9474	[158]  [159]
29	Cues  Cu65	68,94  31,06	— 43,0 — 51,16	62,957  64,94884 ± 0,00032	[161]
30	Zn64  Zn60  Zn67  Zn68  Zn70	48,89  27,81  4,07  18,61  0,62	—43,0  —47,0  —45,0  —46,0	63,957  65,953  67,955  69,954	
31	Сав»  Ga71	60,16  39,84	—44,0  -46,0	68,956  70,954	
Заряд ядра Z  1	Изотоп  2	Содержа- ние, %  3	Дефект массы M — А в Ю-з МЕ  4	Масса изотопа в МЕ  5	Лите- ратура  6		
32	Ge’° Ge’2 Ge’3 Ge’4 Ge’6	20,65  27,43  7,86  36,34  7,72					
33	As78	100					
34	Se74  Se76  Se77  Se78  Se80  Se82	0,87  9,02  7,58  23,52  49,82  9,19					
35	Br7*>  Bf80	50,51  49,49		* 78,944 ± 0,001  * 80,943 ± 0,001		[«»] [182]	
36	Kf78 Kr88 Kr82 Kr83 Kr84  Kr83	0,354  2,27  11,56  11,55  56,90  17,37		* 83,938 zt 0,001		[1И]  [182]	
37	Rb85 (Rb8’)	72,8  27,2		*84,931 ±0,0015  * 86,9295 ± 0,0020		[182]  [!82]	
38	Sr84  Sr86  Sr87  Sr88	0,55  9,75  6,96  82,74					
39	Y89	100						
Заряд яд£>а	Изотоп	Содержа-	Дефект массы	Масса изотопа	Лите-
		ние, o/0	M— А в IO-3 ME	в Л4£	ратура
1	2	3	4	5	6
40	Zr^o  Zr91	51,46  11,23	— 68,22	89,93178 ± 0,00063	[159]
	Zr03	17,11			
	ZrSH	17,40			
	ZrM	2,80			
41	NbW	100			
42	Mo02	15,84			
	Mo0<	9,04			
	Mo65	15,72			
	Mo96	16,53	— 64,03	95,93597 zt	
	Mo»7	9,46		0,00039	[159]
	Mo»8	23,78			
	Mo’oo	9,63	— 61,40	99,93860 zt	
				0,00040	[16B]
44	Rum	5,68			
	Rues	2,22			
	Ru"	12,81	—56,0	98,944	
	Rui»	12,70			
	Ru101	16,98			
	RU102	31,34			
	RU1O4	18,27			
45	Rh1»3	100	—51,0	102,949	
46	PdW	0,8			
	Pd’w	9,3	— 63,65	103,93635 =t 0,00052	[Wl]
	Pdl05	22,6			
	Pdioe	27,2			
	Pdt08	26,8	— 63,18	107,93682 ± 0,00043	[«"I
	Pdiio	13,5	— 59,40	109,94060 zz 0,00077	[!58]
Заряд ядра  Z	Изотоп	Содержа- ние, %	Дефект массы M — A в 10“3 ME	Масса изотопа в ME		Лите- ратура
1	2	3	4	6		6
47	Agio7 Agio»	51,35  48,65	— 50,0  -51,0	106,950  108,949		
48	CdW Cdi08 CdHo  Cdui Cd112  cans Cd114 Cdne	1,215  0,875  12,39  12.75  24,07  12,26  28,86  7,58	— 61,27  — 60,03  — 58,00	109,93873 ± 0,00066		11581  I158]  г  [1И]
				1	11.93997 rt	
				0,00045  115,94200 rt 0,00070		
49	ln113  Intis	4,23  95,77				
50	SnH2 Sn114 Snll5 SnH6 Sn“7 SnH8 Sniw Snl20 Sn*22 Sn124	0,90  0,61  0,35  14,07  7,54  23,98  8,62  33,03  4,78  6,11	— 62,06  — 60,0 -62,0  — 54,0  — 55,0	1  1  1  1  1	15,93794 ± 0,00058  17,940  18,938  21,946  .23,945	
51	Sb’21  Sb«3	57,25  42,75				
Заряд ядра	Изотоп	Содержа- ние, %	Дефект массы Ж — А в IO"8 МЕ	Масса изотопа в МЕ	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
52 	  53	Те120 Те122 Те123  Те124 Те128 Те123  Те128 Те180  J127	0,091  2,49  0,89  4,63'  7,01  18,72  31,72  34,46  100	1	* 126,9415 + 0,0025	[182]
54	Хе124 Хе128  Xei28 Хе129 Хе189 Хе131 Хе182 Хе184 Хе188	0,096 0,090 1,919  26,44  4,08  21,18  26,89  10,44 8,87		* 128,9455 + 0,0015  * 129,945 + 0,002  * 130,944 + 0,002  * 131,945 + 0,002  * 133,947 + 0,002	[W7]  [182] [182] [182] [182] [182]
55	Cs183	100			
56	Ва139 Ва132  В а134 Ва188 Ва133 Ва187 Ва138	0,102 ' 0,098 2,42 6,59 7,81  11,32 71,66		•	
Заряд ядоа	Изотоп	Содержа- ние, o/0	Дефект массы  M — A в IO-3 ME	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
57	La18®	0,089			
	La13»	99,911	—45,0	138,955	
					
58	Се136	0,19			
	Cel3»	0,25			
	Се143	88,49			
	СеН2	11,07			
59	ргН1	100			
60	Nd«2	27,13			
	Nd113	12,20			
	Nd*44	23,87			
	Nd143	8,30			
	Nd*43	17,18	—36,0	145,964	
	Nd148	5,72	-36,0	147,964	
	Nd«o	5,60	—30,0	149,970	
62	Sm144	3,16			
	Sm147	15,07			
	Sm148	11,27			
	Sm148	13,87			
	Sm«o	7,47			
	Sm162	26,63			
	Sm164	22,53			
63	Euiw	47,77			
	Eui53	52,23			
64	Gdi62	0,20			
	Gdua	2,16			
	Gd***	14,68	—23,0	154,977	
	GdiM	20,36	-23,0	155,977	I1®]
	Gdl57	15,64	—24,0	156,976	
	Gdl58	24,96	-24,0	157,976	
	Gd’eo	22,01	—24,0	159,976	
Заряд ядра Z	Изотоп	Содержа- ние, °/o	Дефект массы лг-л в 10”8 ME	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
65	ТЬ15»	100			
66	DyiM Dyt58 Dy180 Dy1®1 Dy!62 Dy 163 Dy104	0,064 0,105 2,36  18,73  25,36 24,91  28,47			(Je3l
67	Ho^	100			
68	ЕГ162 Erie* Er106 Erie? Er^  Eri70	0,154  1,60  33,36  22,82  27,02  15,04			[102]
69	Tuie»	100			
70	Yb10* Yb*70 Yb171 Yb172 Yb173  Yb174 Yb176	0,13  3,03  14,27  21,77  16,08  31,91  12,80			[102]
71	Lu*76  Lui7®	97,40  2,60			
72	Hfl74 Hfirc HP” Hf™ HP’0 Hfieo	0,18  5,30  18,47  27,10  13,84  35,11			
Заряд ядра Z	Изотоп	Содержа- ЧИС, o/o	Дефект массы Ж — А в 10~3 МЕ	Масса изотопа в МЕ	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
73	Та181	100			
74	W180 W!82 \\П8в \\Н84 W186	0,126  26,31  14,28  30,64  28,64			
75	Re’85  Rei87	37,07  62,93			
76	OS184 OS186 Os187 Os188 OS*89  Os1^ Os^	0,018 1,582 1,64  13,27 16,14  26,38 40,97	Со Со ОО ОО о о	190,038  192,038	
77	Irl91 1,193	38,5  61,5	+ 38,0  + 39,0	191,038  193,039	
78	Ptieo ptW2 Ptl94 PtiOS pt190 P1198	0,012  0,78  32,8  33,7  25,4  7,23	+ 39,0 + 26,52	194,039  195,02652  0,00078	[WI]
79	AU197	100	+ 39,0	197,039	
Заряд ядра	Изотон	Содержа- НИС, °/0	Дефект массы M — А в 10“3 МЕ	Масса изотопа в ME	Лите- ратура
1	2	3	4	5	6
80	Hgioe Hgl98 HgW9 Hg200 Hg201 Hg202  Hg20*	0,155  10,12  17,01  23,21  13,15  29,66  6,69			
81	TJ203  T12Q5	29,46  70,64	+ 59,0 + 59,0	203,059  205,059	
82	pb204 pb2Q6 Pb207 pb208	1,37 25,15 21,11 52,38	+ 58,0  + 57,0	204,058  208,057	
83	BJ209	100	+ 55,0	209,055	
Таблица II

Дублеты масс

А	Дублет	Разность масс в единицах 10~8 ME	Литература
1	2	3	4
2	h2-d	1,5503 ± 0,0015	I164]
4	D2 — 4Не	25,612 ± 0,0009	[93]
6	Dg —I2C+ +	42,292 ± 0,012	[164]
7	’Li — I4N+ +	14,43 ± ОД	[166]
8	4He2—16O+ +	7,72 ± 0,12	[166]
10	9ВеН — юв  9ВеН — 20Ne+ +  юв — 20Ne* +	6,96 ± 0,20  23,91 ± 0,20  16,75 ± 0,15	[165]  [165]  [165]
и	10В Н — ПВ ювн —2?Ne+ +  НВ—22ме+ +	11,60 ±0,10  25,1 + 0,5  13,60 ± 0,15	[165]  [165]  [165]
12	«вн—«с	17,14 ±0,10	[165]
13	12СН — 13С	4,410 ОДО	[165]
14  —			12СН2 — 14N	12,564 ±0,010	[164]
15	I2CH3 —I4NH  I2CHa — «N	12,563 ±0,13  23,302 ± 0,015	[165]  [165]
16	12СН4 —160 HNH2 —160 12СН4 —i*NH2	36,371 ± 0,012  23,794 ± 0,027  12,550 ±0,013	[164]  [165]  [165]
17	»NH3 — «ОН	23,661 zt 0,039	[165]
18	i6OH2 — 018  «ЮНг — А«6+ +	12,57 ±0,18  27,1 ±0,36	l—t 1—» о о* ел ел  1
А	Дублет	Разность масс в единицах 10 ”3 ME	Литература
1	2	3	4
19	16ODH —3®F	18,33 ± 0,29	[,851
20	D218O — 20Ne D218O — 1BFH D218O — H216O d218o —40a++ H218O —20Ne  3t>Ne —*>Ar+ + t2CD4 —*>Ne	30,688 ± 0,010 16,909 ±0,015  8,312 ±0,012 41,953 ±0,012 22,391 ± 0,010 11,265 ±0,040 63,826 ± 0,50	[Ш] [104] [104] [101] [101] [98] [105]
21	о T1'  Об СЭ  1 ? 1 к a о  ? z  o ct>	3,634 ±0,015  37,212 ±0,020 7,26 ± 0,20	[Ю!] [104] [IM]
22	D 16q _ 22Ne О	45,867 ± 0,015	[IM]
27	12C2H8 — 27A1	42,35 ± 0,065	[165]
28	tc оз ьэ  -ООО ** h3 h»	>-»  о  L1 L1 ъэ	to Qo  О 4 О сл	18,015 ±0,030 36,443 ± 0,022 25,170 ± 0,025 11,273 ±0,014	[104] [93] [93] [93]
31	12Q19F	31p	24,4 ± 0,5	[105]
32	  X  I СЛ CL CO 03 CO CO I	I I  °o£ *-t	*-»  *"* co  I			17,716 ± 0,020  8,249 ± 0,030  9,510 ±0,011	[IM] [104] I184]
34	31PH8 — 32SH2  BiPHj — 84S 3aSH2 — B4S	9,504 ± 0,020  29,275 ± 0,020  20,04 ±0,32	[104] [IM] [105]
А	Дублет	Разность масс в единицах 10“8 ME	Литература
1	2	3	4
36	H2MS — Н35С1 12Са _ 86С1Н	6,740 ± 0,025  24,67 ±0,017	[164]  [165]
37	ИС8Н — 87С1	42,08 rt 0,7	[Ш]
38	»С8На — 8’С1Н	41,98 ±0,11	I165]
40	12С8Н4 — «Аг	67,93 ± 0,07	I1®)
41	КС3Н6 —«АгН «СаН — «АгН	69,30 ± 0,23  Прямые измерения i ввиду малого разл	[165] {едоступны ичия масс
44	ПС«О2 — «C82S 1аС8Н8 —14N,16O	18,94 ±0,23  61,76 ± 0,09	[165]  [156]
46	I2C32SH2 — «Т1	34,90 ± 0,95	[!65]
48	12С4 — 82S«O  1аС4 — 48Т1	33,182 ±0,007  52,16 ±0,46	[156]  I165]
49	12С4Н— ®Т1	58,83 ± 0,51	[165]
50	12С4Н2 — “Сг	67,32 ± 0,37	[165]
52	12С4Н4—82Сг	92,03 ± 0,42	[165]
53	«С4Н5 — б3Сг	100,87 rt 0,41	[165]
54	J2C4H8 — MFe	106,53 ± 0,47	[165]
56	12С4Н8 —S6Fe	127,13 ± 0,23	[165]
57	I2C4Hg — 57Fe	133,81 0,50	[165]
ПРИЛОЖЕНИЕ JI

Снимок 1. Фокусировка пнтспндпых электронных лучей
полем цилиндрически!о конденсатора.

Снимок 2. Параболы, полученные па первом приборе.
Снимок 3.

Снимок 4. Переза-
рядка ионов ртути.
Снимок 5. Масс-спектрограммы, полученные Астоном.
191 (-------------1193

Снимок 6. Масс-спектрограмма иридия и платины.

WN rtCH:	во "NH/CH. °С*0 ”Nt

Снимок 7. Масс-спектрограмма, полученная в спектрографе
с квадратичной шкалой.

Снимок 8. Масс-спектрограммы для Al, Si, N2,02. Три снимка соот-
ветствуют различной глубине модуляции ускоряющего напряжения.
Снимок 10. Массовое число 20.
ш из

ИО |	112	|	114	116

Снимок 11 г/. Масс-спектр обыкновенного (/) н облу-
ченного медленными нейтронами (2) кадмия.

144

147	143

| 148 | 150 152 154

Снимок 11р. Масс-спектр обыкновенного (/) и облу-
ченного медленными нейтронами (2) самария.
ПРИЛОЖЕНИЕ II

Снимок 12. Масс-спектр изотопов осколков деления урана через 9 месяцев
после конца облучения.

ГС
сл
Стабильный Lcl*3’

-Оригинал

Позитив! Г,

-Позитив // Тг

?33 Ш 133

Радиоактивные

La1» и La'“

Снимок 13.
Масс-спектр
лантана, по-
лученного
по реакции
Cs (a2w) La.

-Am’4’

-Cm’4’

-P'JV

__- m tain**

— Am. и

— Cm^’O*

— Cnf’O*
— Cratao016

Снимок 14. Масс-
спектр америция
и кюрия.