Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор литературы и обоснование работы...II
I.I. Фотоэлектронная спектроскопия II
1.2. Фотоионизационная спектроскопия излучения 14
1.3. Энергоанализаторы электронов 19
1.4. Выводы 23
ГЛАВА II. Анализ процессов, происходящих в соудари-тельном фотоионизационном спектрометре излучения и моделирование их на ЭВМ ...24
2.1. Процессы, приводящие к уширению электронных линий в спектрометре 25
2.2. Оценка влияния пространственного заряда на положение и ширину электронной линии..30
2.3. Расчёт среднего изменения энергии электрона и его дисперсии при упругом соударении с атомом .33
2.4. Изменение энергии электронов при упругих соударениях с атомами рабочего газа 36
2.5. Моделирование процесса диффузии электронов в камере спектрометра на ЭВМ 39
2.6. Выводы 51
ГЛАВА III. Теория соударительного фотоионоизационного спектрометра излучения 53
3.1. Постановка задачи 53
3.2. Идеализированная вольт-амперная характеристика фотоионизационного спектрометра 55
3.3. Аппаратная функция фотоионизационного спектрометра 65
3.4. Уширение электронных линий при упругих соударениях с атомами рабочего газа при работе фотоионизационного спектрометра в линейном режиме 69
3.5. Уширение аппаратной функции фотоионизационнбго спектрометра, работающего в насыщенном режиме, при низких температырах рабочего газа 80
3.6. Уширение аппаратной функции фотоионизационного спектрометра вследствие теплового движения атомов рабочего газа 95
3.7. Вольт-амперная характеристика и аппаратная функция фотоионизационного спектрометра при низких давлениях рабочего газа 107
3.8. Выводы III
ГЛАВА ІV. Аппаратура и экспериментальные результаты ..113
4.1. Оценка условий наблюдения уширения электронных линий соударениями ИЗ
4.2. Описание экспериментальной установки 116
4.3. Электронные зеркала с малыми потерями электронов. Насыщенный режим работы фотоионизационного спектрометра 121
4.4. Использование коллиматора электронов для анализа их по энергиям 126
4.5. Конструкция энергоанализатора и детектора электронов 132
4.6. Автоматизация и программное обеспечение эксперимента 137
4.7. Измерение давления рабочего газа в фотоио низационном спектрометре излучения 140
4.8. Измерение уширения электронных линий в фотоионизационном спектрометре при упругих соударениях с атомами рабочего газа 141
4.9. Измерение уширения электронных линий упругими соударениями с использованием неупругого рассеяния электронов 145
4.10.Измерение сечений упругого рассеяния электронов на атомах рабочего газа в фотоиони зационном спектрометре излучения 148
4.11.Установка для измерения сечений рассеяния электронов на атомах. Экспериментальные результаты 151
4.12.Выводы 155
Обще выводы 157
Литература
- Фотоионизационная спектроскопия излучения
- Расчёт среднего изменения энергии электрона и его дисперсии при упругом соударении с атомом
- Уширение электронных линий при упругих соударениях с атомами рабочего газа при работе фотоионизационного спектрометра в линейном режиме
- Электронные зеркала с малыми потерями электронов. Насыщенный режим работы фотоионизационного спектрометра
Введение к работе
Настоящая диссертация посвящена исследованию метода фотоионизационной спектроскопии излучения. Суть метода состоит в том, что спектральный состав излучения определяют по кинетическим энергиям фотоэлектронов, образующихся при ионизации этим излучением атомов и молекул.
Фотоионизационная спектроскопия излучения - один из новых методов спектроскопии излучения. Он возник в результате развития фотоэлектронной спектроскопии - метода исследования вещества по энергетическим спектрам электронов, выбиваемых из вещества под воздействием электромагнитного излучения рентгеновского или УФ-диапазона, который в настоящее время стал мощным орудием исследования структуры молекул, физики поверхности, нашел ряд применений в аналитической химии.
В начале 60-х годов в Ленинградском университете Вилесо-вым Ф.И., Терениным А.Н., Курбатовым Б.А. было сделано открытие / 7 /, связанное с эмиссией фотоэлектронов с характеристическим спектром под воздействием вакуумного ультрафиолетового излучения из свободных атомов и молекул.
Таким образом, предложенный в 1975 году Вилесовым и др. / 16 / способ исследования оптических и рентгеновских спектров, названный впоследствии методом фотоионизационной спектроскопии излучения (ФСИ), явился естественным продолжением и развитием работ по фотоэлектронной спектроскопии.
В последующие годы метод ФСЙ успешно развивался в группе профессора Г.С.Кватера в Ленинградском университете / ZO-23 /. С помощью фотоионизационного спектрометра, установлен- - б - ного на метеорологической ракете MP-І были получены спектры Солнца в области вакуумного ультрафиолета / 24 /. Появился также ряд зарубежных работ, в которых сообщалось об использовании данного метода / 17,18 /.
ФСК обладает целым рядом достоинств по сравнению с традиционными методами исследования излучения. Главные из них -возможность проведения абсолютных фотометрических измерений, а также отсутствие в спектрометрах подвижных механических частей и, следовательно, высокая надежность приборов, возможность безынерционной развертки спектра. Последнее особенно важно для космических приложений (например, патрулирования Солнца), так как аппаратура должна выдерживать большие механические перегрузки.
Одним из существенных недостатков первых фотоионизационных спектрометров излучения была их низкая пороговая чувствительность, которая объяснялась противоречием между условиями, необходимыми для образования фотоэлектронов, и условиями, необходимыми для анализа их кинетических энергий. Действительно, для образования фотоэлектронов нужны атомы, причем, чем выше давление рабочего газа, тем эффективнее идет процесс фотоионизации. Напротив, для энергоанализа фотоэлектронов необходимо было отсутствие соударений с атомами, т.е. низкие давления рабочего газа.
Для устранения данного недостатка Мищенко Е.Д. с сотрудниками было предложено измерять энергию фотоэлектронов после того, как они претерпят несколько упругих соударений с атомами / 21 /, так как вследствие того, что масса атомов значительно больше массы электронов, энергия последних при упругих соударениях меняется незначительно. Это позволило на 1-2 порядка повысить давление рабочего газа и увеличить эффективность регистрации электронов, что значительно повысило чувствительность метода.
Новая модификация метода ФСИ получила название метода соударительной фотоионизационной спектроскопии излучения. Его разработке и изучению была посвящена работа Абдуллаева A.M. / 23 /, в которой была разработана конструкция фотоионизационного спектрометра, сделана оценка ;зависимости сигнала от параметров спектрометра, экспериментально показана возможность использования метода ФСй для анализа спектрального состава излучения на примере исследования спектра излучения разряда в инертных газах в капилляре.
Существенным недостатком предложенного в / 23 / фотоионизационного спектрометра излучения было использование электронных зеркал с большими потерями электронов на электродах. Нами был разработан спектрометр с новым типом электронных зеркал, в которых потери электронов на электродах малы, что привело к неприменимости к таким спектрометрам результатов, полученных в работе / 23 /. Кроме того, Абдуллаевым не был рассмотрен ряд процессов, происходящих в фотоионизационном спектрометре излучения, которые могут существенно повлиять на положение и форму электронных линий, а, следовательно, и на такую важную характеристику прибора, как разрешение.
Настоящая диссертация посвящена усовершенствованию фо-тоионизационного спектрометра излучения с целью повышения его чувствительности, улучшения отношения сигнал/шум и упрощения алгоритма обработки результатов, а также исследованию спект- рометра и рассмотрению происходящих в нем процессов и их влияния на положение, ширину и форму электронных линий с целью оптимизации конструктивных параметров спектрометра для решения тех или иных задач и обеспечения правильной интерпретации получаемых данных.
Актуальность работы обусловлена важными достоинствами метода фотоионизационной спектроскопии, ставящего его вне конкуренции при абсолютных фотометрических измерениях в вакуумном ультрафиолете, а при использовании ионизации с возбужденных уровней атомов - в видимой и инфракрасной областях спектра, а также при проведении космических спектральных исследований, например, патрулировании вакуумного ультрафиолетового излучения Солнца, необходимого для составления долгосрочных метеорологических прогнозов.
Основные положения, которые выносятся на защиту: сравнительный анализ процессов, влияющих на положение и ширину электронных линий, определение условий, в которых основное влияние оказывают упругие соударения электронов с атомами рабочего газа; анализ влияния теплового движения атомов на уширение электронных линий в спектрометре; исследование уширения и сдвига электронных линии в спектрометре при упругих соударениях с атомами рабочего газа методом машинного моделирования; разработка теории фотоионизационного спектрометра излучения, работающего в линейном и в насыщенном режиме; новая конструкция электронного зеркала с малыми потерями электронов на электродах; установка коллиматора электронов с переменным ускоряющим напряжением после электронного зеркала; экспериментальное исследование уширения электронных линий соударениями; измерение сечений упругого и неупругого рассеяния электронов на атомах инертных газов в фотоионизационном спектрометре для проверки разработанной нами теории спектрометра.
В первой главе диссертации сделан обзор литературы, показана связь фотоионизационной спектроскопии излучения с фотоэлектронной спектроскопией, проанализированы достоинства метода и недостатки существовавших ранее фотоионизационных спектрометров, дано обоснование работы.
Вторая глава посвящена сравнительному анализу физических процессов, происходящих в фотоионизационном спектрометре излучения, их влиянию на положение и ширину электронных линий. Показано, что основное влияние на вид получаемого спектра в реальных условиях оказывает изменение энергии электрона при упругих соударениях с атомами. Получены оценки граничных значений параїлетров спектрометра, при которых можно пренебречь влиянием образующегося в камере пространственного заряда. Методом машинного моделирования получены распределения электронов в фотоионизационном спектрометре по числам соударений, по энергиям, а также вольт-амперные характеристики спектрометра.
В третьей главе диссертации разработана теория фотоионизационного спектрометра. Показано существование двух режимов работы спектрометра - на линейном участке вольт-амперной характеристики с использованием ее излома и в режиме насы- щения; дан сравнительный анализ этих режимов. Получены выражения для ширины и формы электронных линий, определяющие одну из важнейших характеристик спектрометра - разрешение. Полученные зависимости позволяют оптимальным образом подбирать параметры спектрометра для решения тех или иных задач.
В четвертой главе описана экспериментальная установка и приведены экспериментальные результаты. Разработана новая конструкция электронного зеркала с малыми потерями электронов на электродах, получен насыщенный режим работы спектрометра. Показана возможность получения дифференциальных спектров путем установки коллиматора электронов после электронного зеркала. Расчитана и собрана камера спектрометра большой длины, экспериментально измерены уширения электронных линий при упругих соударениях с атомами рабочего газа.
В целях проверки теории фотоионизационного спектрометра показана возможность измерения сечений упругого и неупругого рассеяния электронов на атомах, практически измерен ряд сечений рассеяния электронов в инертных газах. - II -
Фотоионизационная спектроскопия излучения
Фотоионизационная спектроскопия излучения. Идея применения метода фотоэлектронной спектроскопии для анализа ВУ$ и рентгеновских спектров была предложена Ш.И.Вилесовым с сотрудниками в 1975 году / 16 /. Суть метода состоит в том, что спектральный состав излучения определяют по кинетическим энергиям фотоэлектронов, генерируемых при ионизации атомов и молекул этим излучением. Таким обра - 15 зом, фотоионизационная спектроскопия излучения решает задачу, обратную фотоэлектронной спектроскопии: по электронным спектрам, образующимся при облучении известного вещества неизвестным излучением, определяют его спектральный состав.
Вскоре после работы / 16 / появились две работы японских физиков / 17,18/, в которых сообщалось о применении фотоэлектронной спектроскопии для измерения абсолютной интенсивности излучения гелиевой плазмы в области крайнего ультрафиолета. Из отношения интенсивностей спектральных линий НеП серии Лаймана была определена электронная температура плазмы на ТДР-І (прибор для получения плазмы высокой плотности). Излучение из ТДР-І вводилось без предварительной мо-нохроматизации прямо в анализатор энергии фотоэлектронов,работавший по методу задерживающего поля. Анализатор наполнял-ся гелием, неоном или аргоном при давлении около 1.10 тор. Три диафрагмы с отверстиями диаметром 8 мм отделяли анализатор от плазмы. Излучение плазмы через эти диафрагмы и алюминиевую трубку попадало в анализатор и ионизировало газ в объеме с эффективной длиной около 10 мм. Для энергоанализа электронов использовался сферический анализатор с задерживающим полем; электроны, преодолевшие задерживающее поле, фокусировались на электронный умножитель. Получаемый спектр (зависимость тока электронного умножителя от задерживающего напряжения) регистрировался с помощью 1024-канального анализатора.
На рис.2 показан пример энергетического спектра фотоэлектронов, полученный при наполнении анализатора неоном при давлении 1,23.10 тор. На графике видны четко проявленные плато, соответствующие четырем линиям серии Лаймана НеП. к датчику даіления
Относительные интенсивности излучения для каждого члена серии были определены из отношения высот соответствующих ступенек с учетом данных по сечениям фотоионизации рабочего газа; оценка коэффициента сбора фотоэлектронов позволила также определить абсолютную интенсивность излучения. Таким образом, в работах японских авторов показана возможность использования метода фотоионизационной спектроскопии излучения для абсолютных измерений световых потоков, что особенно важно для различных метрологических приложений.
Последние годы над разработкой методов анализа вакуумного ультрафиолетового излучения с помощью процесса ионизации вещества этим излучением работает также группа В.С.Боба-шова в Ленинградском Физико-техническом институте.
В работе / 19 / описана установка для абсолютных измерений световых потоков в диапазоне 0,1 - 100 нм с погрешностью 15$, для этих измерений производится анализ ионов рабочего газа с помощью время-пролетного масс-спектрометра.
Начиная с 70 годов метод фотоионизационной спектроскопии излучения успешно развивался в группе проф.Кватера Г.С. в Ленинградском университете / 20-27 /.
Важные достоинства метода - возможность проведения с его.помощью абсолютных фотометрических измерений, а также возможность создания спектрометров малого веса без подвижных механических частей с электрическим сканированием - позволили применить его для исследования ВУФ спектров Солнца, проводимых с метеорологических ракет MP-I2 / 25 /. Спектрометр, созданный для этих целей, предназначен для исследования спектров в диапазоне 25-120 нм с разрешением І нм, рабо - 18 тает на парах ртути при давлении 10" - 10 тор. Порог чув-ствительности спектрометра равен 5.10 квант/см сек.
В работе / 26 / описан новый столкновительный спектрометр излучения, обладающий более высокой чувствительностью по сравнению со своими предшественниками. Для усиления электронного потока в детекторе использованы микроканальные пластины.
Предложенный в /27 / фотоионизационный спектрометр излучения на газодинамическом источнике атомов свободен от ряда недостатков, присущих обычным спектрометрам, а именно: отсутствует утечка рабочего газа из объема ионизации в объем, из которого приходит ионизирующее излучение, что устраняет мешающее влияние рабочего газа на исследуемый источник и, кроме того, на несколько порядков уменьшает расход рабочего газа. Последнее особенно важно для космических применений фотоионизационных спектрометров излучения.
Расчёт среднего изменения энергии электрона и его дисперсии при упругом соударении с атомом
Пусть электрон с массой т , движущийся со скоростью V сталкивается с атомом массы ff , движущимся с тепловой скоростью V . Скорость электрона после соударения равна Ц, , скорость атома после соударения - V . Без ограничения об щности гдожно считать, что все четыре вектора скоростей V , V , Ц , V{ лежат в одной плоскости. Введем в этой плос кости декартовы координаты \Х У$ j ось X направим по на чальной скорости электрона V (см.рисунок). Пусть -угол
У рассеяния электрона, т.е. угол меж \ Р ду его конечной и начальной скорос тями, О - угол между начальной скоростью атома V и осью X , Э - угол медцу конечной скоростью атома Vj и осью X . Напишем закон сохранения импульса (вдоль осей X и у ). и закон сохранения энергии: т + M]/Z- \ M\CZ имеем 3 уравнения с 3-мя неизвестными: Ц , Vt и @t . Исключая из этих уравнений Vd и fy, получим следующее уравнение для % , т.е. скорости электрона после соударения:
Для того, чтобы избежать громоздких формул, произведем усреднение данного уравнения по ансамблю электронов с одинаковыми начальными скоростями V . Воспользуемся тем, что тепловое движение атомов изотропно и, следовательно, zoiО - ьо В О (здесь черта сверху означает усреднение). Тогда получим уравнение Отсюда с учетом того, что ҐІ /т? , получим для среднего изменения энергии электрона Для нахождения дисперсии этой величины i воспользуемся выражением Величину (t Щ найдем из (8), перенеся два последних члена в правую часть и возведя все равенство в квадрат. После усреднения по углам & . и получим (здесь учтено, что
Сравнивая первое и второе слагаемые в этом выражении с учетом того, что & (- (unV) к J-unY? являются коэффициентами порядка единицы, можно заметить, что отношение второго слагаемого к первому равно (по порядку величины) квадрату отношения среднего импульса атома к импульсу электрона. В нашем случае энергия электрона имеет величину I 10 эВ, энергия атома - 0,03 эВ (при температурах, близких к комнатной), а отношение М/m колеблется в пределах от 10 (для гелия) до ЗЛО (для ксенона). Отсюда получим, что второй член в (10) по крайней мере на порядок больше первого. Таким образом, пренебрегая первым членом в (10), окончательно получаем для сОа выражение
Множители /-ьоі У7 в выражениях для среднего изменения энергии электрона и дисперсии - показывают, что сечением столкновения, определяющим процессы передачи энергии, является не полное сечение упругого столкновения, а сечение столкновения с передачей импульса. В таблице I приведены значения сдвига A энергии электрона за одно соударение и .уширения электронной линии () ) для инертных газов, которые чаще всего используются в качестве рабочего газа в фотоионизационных спектрометрах излучения, для энергий электронов 10 эВ.
Расчет проведен совместно с А.М.Абдуллаевым /24/. Как показано в предыдущих параграфах настоящей главы, основным рроцессом, изменяющим энерпш фотоэлектронов в фс— тоионизанионном спектрометре, являются соударения с нейтральными атомами. Найдем величину сдвига и уширения электронных линий в спектрометре и получим формулы, описывающие их форму,
Уширение электронных линий при упругих соударениях с атомами рабочего газа при работе фотоионизационного спектрометра в линейном режиме
До сих пор предполагалось, что фотоэлектроны создаются монохроматическим излучением и поэтому все обладают одинаковой кинетической энергией , , которая в нулевом приближении по параметру т/Щ - отношению масс электрона и атома - не изменяется при упругих столкновениях с атомами рабочего газа. Рассмотрим теперь работу спектрометра при немонохроматическом освещении, когда возникающие в результате фотоионизации электроны имеют различные энергии. Пусть начальное распределение фотоэлектронов по энергии характеризуется некоторой функцией Л (S) , зависящей от спектрального состава ионизирующего излучения, так что есть число испускаемых в I с в I см3 фотоэлектронов с энергией в интервале ( & + ). Для нахождения зависимости тока анализатора І (С/) от задерживающего потенциала U следует в выражениях для J0 (Uj заменить 1 на _/с (S)clE и проинтегрировать по энергиям фотоэлектронов С. . Связь непосредственно измеряемой зависимости }(U/ с энергетическим распределением испускаемых фотоэлектронов 10 () становится простой в двух случаях:
При выполнении условия (24) вольт-амперная характеристика может быть аппроксимирована ломаной (25). В этом случае (режим I) искомое распределение ja (J получается двухкратным дифференцированием измеряемой зависимости 1 (Ujl
Таким образом, под сигналом спектрометра, работающего в 1-ом режиме, т.е. на линейном участке вольт-амперной характеристики, удобно понимать вторую производную от регистрируемого тока электронных зеркал по задерживающему напряжению, даваемую выражением (29). Как известно, под аппаратной функцией системы принято понимать сигнал на выходе, образующийся при подаче на вход о -образного сигнала. Как следует из вышесказанного, при освещении спектрометра, работающего на линейном участке вольт-амперной характеристики, монохроматическим светом, сигнал, даваемый выражением (30\ будет иметь вид S -функции. Следовательно, аппаратная функция идеализированного спектрометра, рассмотренного в 3.2., работающего в линейном режиме, есть S -функция, т.е. ее ширина равна нулю.
Естественно, аппаратная функция реального спектрометра не может иметь нулевую ширину. Она уширяется следующими основными факторами: а) изменение энергии электрона при упругих соударениях с атомами рабочего газа, б) конечный шаг реального дифференцирования, в) неидеальность электронных зеркал.
Таким образом, под сигналом спектрометра, работающего в сильном магнитном поле (режим 2 или насыщенный режим), бу&еь понимать первую производную от регистрируемого тока по задерживающему напряжению, даваемую выражением (30).
При учете отличия вольтамперной характеристики в сильном поле от идеальной ступеньки (см.27)) величина.//бу , получающаяся дифференцированием по U тока анализатора. і (U) , связана с распределением испускаемых фотоэлектронов по энергиям более сложным соотношением:
Из (32) ясно, что г(С/, / можно рассматривать как аппаратную функцию спектрометра в режиме 2. При монохроматическом освещении J0 (E/-JI о( е)) и сигнал спектрометра 1(U) » как видночиз (32), совпадает с Когда исследуемое распределение фотоэлектронов по энергиям сосредоточено в сравнительно небольшом интервале вблизи Q , можно считать, что зависит только от разности &U и заменить величину ))/(MZE}B (33) ее значением при 8=& . Зависимость г от S-U , т.е. аппаратный контур спектрометра в насыщенном режиме, приведен на рисунке 12 для различных значений параметра и /у .
Электронные зеркала с малыми потерями электронов. Насыщенный режим работы фотоионизационного спектрометра
Поясним смысл этого уравнения. Поскольку скорость электронов велика по сравнению со скоростью атомов, а масса мала, при каждом упругом соударении происходит сильное изменение направления импульса электрона и лишь незначительное изменение его абсолютной величины. Интеграл столкновений в кинетическом уравнении для функции распределения электронов можно разбить на сумму двух частей,.одна из которых представляет изменение числа электронов в элементе объема фазового пространства в результате изменения направления импульса,.другая - его величины. Первая из этих частей приводит в случае пространственно неоднородного распределения электронов к появлению диффузионных потоков, описывающихся первыми двумя членами в правой части уравнения (40). Вторая часть интеграла столкновений может быть записана в дифференциальном фоккер-планковском виде (см., например, / 51 / ) и дает третий и четвертый члены в правой части уравнения (40). Коэффициенты л и Б представляют собой как бы "подвижность" и "коэффициент диффузии" электронов в пространстве энергий. Они выражаются через средние характеристики соударения. В случае максвеллоєс-кого распределения атомов газа с температурой Т коэффициенты п и В удовлетворяют соотношению В и АкТ, которое легко получить, потребовав, чтобы равновесная функция удовлетворяла уравнению (40) в стационарном случае &Уъ- 0« Коэффициент Д имеет смысл сред него изменения энергии электрона за единицу времени. Как было показано выше, он равен откуда
Граничные условия для функции Г /j 2 / могут быть получены аналогично граничным условиям для концентрации электронов (см. 3.2.) и имеют вид
В нулевом приближении по /77//У 5 т.е. при /7 - 3 О, стационарное решение уравнения (40) с граничными условиями (43) было получено в 3.2. Из него следует, что при работе спектрометра в линейном режиме, т.е. при выполнении условия (24), распределение электронов по длине камеры будет практически равномерным. На линейном участке вольт-амперной характеристики лишь малая часть испускаемых фотоэлектронов достигает детекторов, и время жизни фотоэлектрона в камере определяется главным образом уходом наГрафики функции rfSJ , совпадающей (с точностью до коэффициента) с аппаратным контуром спектрометра в линейном режиме, рассчитанные по формуле (48), приведены на рис.13 (при разных значениях параметраm//i) и рис.14 (при разных значениях /о ). Кривые имеют асимметричную форму с максимумом при ё- & Центр тяжести линии можно найти, проинтегрировав функцию -f(/ , умноженную на у по энергиям и разделив на полное число электронов в объеме равное
Расчет дает значение -[{-fa/M)(&// J, . Асимметрия контура т() возрастает с уменьшением параметра о . Крутизна спада в сторону больших энергий при малых о практически не зависит от магнитного поля и отношения масс m// , а определяется только температурой рабочего газа. Напротив, спад к меньшим значениям энергии почти не зависит от температуры, а определяется отношением масс m/fl и величиной магнитного поля: боковые стенки. Поэтому в данном случае зависимостью f от можно пренебречь, считая -
