Теоретические основы метода атомно-эмиссионной спектрометрии

Модульная единица 5. Атомно-эмиссионная спектрометрия СЛАЙД 1

Лекция 2: АТОМНО-ЭМИССИОНАЯ СПЕКТРОМЕТРИЯ

Аннотация. В лекции рассматриваются теоретические основы метода атомно-эмиссионной спектроскопии, устройство и принцип действия атомно-эмиссионных спектрометров, возможности метода атомно-эмиссионной спектрометрии с использованием различных источников излучения: пламен, плазмы, электрической дуги и электрической искры, а также с различными диспергирующими устройствами.

Ключевые слова: атомно-эмиссионная спектрометрия, терм, пламена, плазма, дуга, искра, лампа тлеющего разряда, монохроматор, полихроматор, призма, дифракционная решетка.

Рассматриваемые вопросы:

1 вопрос. Теоретические основы метода атомно-эмиссионной спектрометрии.

2 вопрос. Источники излучения, используемые в атомно-эмиссионной спектрометрии.

3 вопрос. Спектрометры для атомно-эмиссионной спектрометрии.

4 вопрос. Возможности метода атомно-эмиссионной спектрометрии.

Цели и задачи изучения модульной единицы. В результате изучения данной модульной единицы студенты должны освоить теоретические основы метода атомно-эмиссионной спектроскопии, познакомиться с устройством и принципом действия атомно-эмиссионных спектрометров, знать возможности метода атомно-эмиссионная спектрометрии с использованием различных источников излучения: пламен, плазмы, электрической дуги и электрической искры, а также с различными диспергирующими устройствами.

2.1.1. Принцип метода.

Атомно-эмиссионная спектрометрия – метод качественного и количественного элементного анализа, основанный на получении и детектировании линейчатых спектров, возникающих в результате перехода внешних электронов атомов в возбужденное состояние и последующего самопроизвольного перехода этих электронов на более низкие и основные уровни с испусканием (эмиссией) избыточной энергии в виде квантов электромагнитного излучения.

Линейчатый спектр специфичен для данного элемента, поэтому надлежащий выбор данной линии и ее выделение с помощью диспергирующей системы позволяет аналитику проверить присут­ствие этого элемента и определить его концентрацию.

1.1.2. Атомные спектры испускания.

Каждый элемент периодической системы имеет определенное число элек­тронов, равное его атомному номеру. Электроны с определенной вероятностью расположены на уровнях и подуровнях вокруг ядра в соответствии с квантовой теорией. Квантовая теория была создана Планком, который предположил, что электромагнитная энергия поглощается или испускается дискретно; это озна­чает, что энергия не непрерывна. Энергетическое состояние каждого электрона в свободном атоме характеризуется четырьмя квантовыми числами:

· главное квантовое число п (n принимает значения от 1 до 7 для атомов в основном состоянии).

· орбитальное квантовое число l (l = 0,1,2,... ,n- 1) соответствует подуровням s, р, d, f.

· магнитное квантовое число m (любое целое, удовлетворяющее условию –l < m < ­ +l).

· спиновое квантовое число s (s = ±1/2).

Полный угловой момент количества движения электрона как от орбитального, так и от спинового квантового числа. Для характеристики полного углового момента количества движения электрона вводится еще одно квантовое число – полное или внутреннее квантовое число j. Для атома, имеющего один валентный электрон j = l + s = l ± ½. Если орбитальное квантовое число больше нуля, то внутренне квантовое число имеет два значения, что соответствует двум различным энергетическим состояниям.

Если заряд ядра атома невелик (меньше 35), а число валентных электронов — два или более, то для совокупности этих валентных электронов вводят­ся новые квантовые числа, которые определяются как суммы соответст­вующих квантовых чисел отдельных электронов:

L = S l_i; S = S s_i; J = L + S

Группа энергетических состояний, характеризующихся одними и теми же величинами L и S, имеет близкую энергию и образует один терм.

При записи символа терма прежде всего указывают его основную характеристику: квантовое число суммарного орбитального момента L. Если L = 0, то в символе терма записывают прописную букву S, если L = 1, то пишут Р. L, равные 2 и 3, обозначают буквами D и F соответственно. Слева в виде верхнего индекса указывают число близких по энергии состояний, которые образует данный терм, то есть его мультиплетность. Мультиплетность равна 2 S + 1, где S – суммарный спин атома. Таким образом, мультиплетность на единицу больше, чем число неспаренных электронов в атоме. Если мультиплетность терма равна 1, то его называют одиночным или синглетным термом. Терм с мультиплетностью, равной 2, называют двойным или дублетным. Справа внизу от буквенного обозначения L в виде индекса записывают значения j. Перед обозначением терма указывают значение главного квантового числа n. Для полностью заполненных электронных подуровней (s ², p ⁶, d ¹⁰) L + S равно 0.

Например, в атоме натрия первый и второй энергетические уровни заполнены полностью, поэтому термы этого атома определяются его единственным валентным электроном. В основном состоянии этот электрон находится на 3 s -подуровне. В этом случае терм атома натрия обозначается так:

3² S_1/2. Следует обратить внимание на левый верхний индекс 2, который свидетельствует о формальной мультиплетности этого терма. На самом же деле все термы S являются синглетными (одиночными). При возбуждении атома натрия электрон с подуровня 3 s переходит на более высокие подуровни. Первое возбужденное состояние соответствует переходу электрона на подуровень 3 р. В этом случае терм атома натрия записывают как 3² Р _{3/2, 1/2}. Такая запись соответствует следующим значениям квантовых чисел: n = 3, l = 1, j =3/2 или ½. Этот терм – дублет. Энергетические подуровни атома натрия показаны на рис. 1.1.

Рис. 1.1. Термы атома натрия. Стрелками показаны переходы, вызывающие появление в спектре натрия дублета с длинами волн 588,996 и 588,593 нм.

Каждая спектральная линия отражает переход электрона с одного энергетического уровня на другой. Однако не все переходы разрешены. Существуют правила отбора, указывающие, между какими энергетическими уровнями переходы возможны, а между какими – нет. Возможные переходы называют разрешенными, а невозможные – запрещенными. Перечислим основные правила отбора:

1. Разрешены переходы, при которых терм меняется на единицу. Согласно этому правилу возможны переходы P-S, D-P, но невозможны переходы P-P, D-D или D-S.

2. Внутренне квантовое число при переходе может меняться только на ±1 или совсем не меняться. Запрещены переходы, при которых D J = ±2.

3. Разрешены переходы без изменения мультиплетности.

Например, в атоме натрия разрешен переход с подуровня 3 р (дублетный терм 3² Р _3/2,1/2) на подуровень 3 s (синглетный терм 3² S _1/2). Этот переход вызывает появление в спектре натрия двойной желтой линии (дублета). Этот переход полностью соответствует правилам отбора. В соответствии с первым правилом разрешены переходы Р –S. Согласно второму правилу D J может равняться ±1, как при переходе 3² Р _3/2 - 3² S _1/2, или 0, как при переходе 3² Р _1/2 - 3² S _1/2. Не нарушается и третье правило, так как формальная мультиплетность терма 3² S _1/2 равна 2.

Наиболее яркой линией в спектре является линия, вызванная переходом с первого возбужденного уровня на основной. Такую линию называют резонансной.

Спектр атома любого элемента существенно отличается от спектра его иона в связи с изменением числа оптических электронов в результате ионизации. В таблицах спектральных линий рядом с символом химического элемента приводят римскую цифру, по которой можно судить о кратности ионизации. Цифра I относится к нейтральному атому, цифра II – к однократно ионизированному атому, т.е. катиону с зарядом +1.

В соответствии с правилами отбора и возможными возбужденными уровнями каждый элемент периодической системы может проявлять набор линий (спектр), специфичный для этого элемента. Это объясняет, почему комбинации линий элемента позволяет провести качественный анализ.

Рис. 2.2. Основные и возбужденные состояния атома и катиона алюминия. Показаны разрешенные оптические переходы.

Например, у атома алюминия (рис. 2.2) 46 электронных уровней ниже энергии ионизации, соответствующие примерно 118 линиям в диапазоне 176-1000 нм. Для одно­зарядного иона А1 существует 226 уровней, они дают примерно 318 линий в диапазоне 160-1000 нм. Частицы А1 I и А1 II испускают относительно про­стые спектры, т. е. с ограниченным числом линий. В таком же диапазоне длин волн уран может испускать несколько десятков тысяч линий, что приводит, вероятно, к наиболее сложному из наблюдаемых спектров. Однако, если ре­зонансные линии можно наблюдать в любом источнике излучения, то линии, возникающие из высоковозбужденных состояний, можно наблюдать только с высокотемпературными источниками излучения или при специальных условиях возбуждения.

Излучение, испускаемое пробой, в которой имеются все компоненты за ис­ключением определяемого, называют фоновым излучением. Оно состоит из линий, испускаемых другими (сопутствующими) элементами и континуума, возникающего из неквантуемых переходов.

2.1.3. Интенсивность спектральных линий.

Количественный анализ возможен, если интенсивность линии можно свя­зать с концентрацией испускающих частиц. Интенсивность линии пропорци­ональна:

1) разности энергий верхнего (E_m) и нижнего (Е_k) уровней перехода;

2) электронной заселенности (n_m) верхнего уровня (Е_т);

3) числу возможных переходов между Е_т н Е_k в единицу времени. Эта ве­личина выражается вероятностью перехода А; ее определение дано Эйн­штейном.

Таким образом, интенсивность линии I можно выразить соотношением

1~ (Е_т-Е_k)× А×п_т

Связь между заселенностями различных уровней была описана Больцма-ном. Если рассматривать заселенности п_т и п_k уровней Е_т и E_k соответствен­но, то их отношение определяется уравнением Больцмана:

где k — константа Больцмана (k = 1,380×10^-23 Дж/К = 0,695см^-1× К^-1 = 0,8617× ^10-4 эВ/К), Т — температура источника излучения и g — статистиче­ский вес (2 J + 1), J — квантовое число полного электронного углового момен­та.

Так как заселенность возбужденных уровней пропорциональна экспоненте величины (— Е), то при увеличении Е заселенность очень быстро уменьшает­ся. Возможный путь преодоления этого ограничения заключается в исполь­зовании высокотемпературных источников излучения, например плазмы. Для основного состояния Е = 0 и:

Чтобы получить отношение п_т к общей заселенности уровней атома (или иона) N

N = n ₀ + n ₁ +... + n _m +...

можно просуммировать члены типа g_т ехр (—Е_т/kТ} для всех возможных уровней и определить статистическую сумму по состояниям (Z) в следующем виде:

Z = g ₀ + g ₁exp(- E ₁ /kT) + …+ g _mexp(- E _m /kT) + …

Уравнение Больцмана принимает вид:

Статистическая сумма по состояниям есть, следовательно, функция темпера­туры. Однако в диапазоне температур большинства источников излучения, используемых в аналитических приложениях, т. е, 2000-7000 К, эти изменения малы или даже ничтожны.

Значит, интенсивность линии может быть записана в виде:

где Ф – коэффициент пересчета с учетом изотропности по телесному углу 4p стерадиан.

Из этого уравнения видно, что интенсивность линии l пропорциональная числу атомов N.

Когда источник излучения достаточно стабилен и сохраняет постоянную температуру, статистическая сумма по состояниям Z будет оставаться посто­янной и число атомов (ионов) N будет пропорционально концентрации с. Для данной линии определяемого элемента g _m, А, l и Е_т постоянны. Следова­тельно, интенсивность линии l пропорциональна с, что позволяет проводить количественное определение, В относительном количественном анализе ис­пользуют ряд образцов сравнения для построения градуировочного графика, т. е. зависимости интенсивности от концентрации определяемого элемента. Ин­тенсивность линии определяемого элемента в неизвестной пробе используют для нахождения его концентрации по градуировочпому графику. Теоретически возможно выполнить также абсолютный количественный анализ, т. е. анализ без использования процедуры градуировки. Однако абсолютный количествен­ный анализ требует знания температуры, телесного угла испускания и т. д. Эти измерения в рутинном анализе осуществить нелегко.

Следует отметить, что в случае постоянной концентрации определяемого элемента, любые малые изменения характеристик источника излучения могут приводить к изменениям температуры и последующим изменениям интенсив­ности линии из-за изменения заселенности возбужденного уровня. При рас­смотрении резонансной линии Аl I 396,15им (Е_т = 25347см"¹) увеличение температуры источника излучения на 100 К соответствует увеличению экспо­ненциального члена (—Е_т/kТ) примерно на 50% и 5% при 3000 К и 6000 К соответственно. Это объясняет, почему для получения хорошей воспроизводи­мости и сходимости, а также во избежание дрейфа аналитического сигнала, требуется высокая стабильность источника.

В атомно-эмиссионной спектрометрии источник фактически играет двоя­кую роль: первый этап состоит в атомизации анализируемой пробы с целью получить свободные атомы, обычно в основном состоянии; второй — в возбуж­дении атомов в более высоколежащие энергетические состояния. Идеальный источник для эмиссионной спектрометрии должен проявлять отличные анали­тические и инструментальные характеристики. Аналитические характеристи­ки включают число элементов, которые могут быть определены, правильность и воспроизводимость, селективность, отсутствие физических и химических по­мех, долговременную стабильность, концентрационный динамический диапа­зон и пределы обнаружения. Более того, эмиссионная система должна быть способна работать с пробами любого типа, независимо от их формы (жидкой, твердой или газообразной), с возможностью использовать ограниченное коли­чество пробы. Инструментальные характеристики, представляющие интерес, включают простоту работы и обслуживания, автоматизацию, производитель­ность, надежность и размеры системы. Следует также уделить некоторое вни­мание капиталовложениям и стоимости работы.

Дата добавления: 2014-01-07