Дисперсия по массам

Параболический масс-спектрограф Томсона [2021] не создает сфокусированного ионного пучка и вследствие этого обладает низкой разрешающей способностью и чувствительностью. В этом приборе ионный пучок проходит через параллельные электрическое и магнитное поля. Геометрическим местом точек для ионов с определенной массой после их отклонения является парабола положение любого иона на этой параболе определяется его импульсом. Приборов, использующих параллельные магнитные и электростатические поля, было предложено и построено немного, однако они нашли применение для решения специальных задач, так как они дают возможность получить дисперсию по массе и импульсу [891]. В настоящее время основное преимущество обычного параболического прибора связано с тем, что он обеспечивает простой метод изучения характеристик ионного источника и процесса диссоциации [c.17]

Достигаемая точность измерений мультиплетов и конструкции приборов для таких исследований обсуждались во многих работах (например, Эвальдом [605]). Для точного измерения масс прибор должен иметь высокую дисперсию по массам и высокое разрешение. Эти две особенности обеспечивают наиболее полное разделение близких спектральных линий компонентов мультиплетов и благодаря этому наибольшую точность измерения расстояния на фотопластинке. [c.47]

Дисперсия по массам в направлении г/г для моноэнергетического ионного пучка в расчете на единицу бт/т равна [c.49]

Наиболее часто при изотопном анализе серы в качестве рабочих масс используются массы 64 и 66 Но ввиду того, что в данном случае безразлично, какое химическое соединение исследуемого элемента применяется для масс-спектрометрического анализа, можно за рабочие массы принять массы ионов осколочных молекул, а именно 48 (8 Ю +) и 50 (83 0 +). Несмотря на то, что ионный ток, соответствующий массам 66 и 64, больше, чем для масс 50 и 48, в отдельных случаях из-за величины допустимого фона лучше останавливаться на массах 50 и 48. Чувствительность для 80г при получении ионов 80+ достаточна (учитывая 4% распространенность изотопа 8 ), и поэтому количества газового образца, как правило, хватает для повторного анализа. К преимуществу последних масс можно отнести быстроту откачки использованного газа до нормального фона при повторном анализе и большую дисперсию по массам, благодаря чему расстояние между щелями в приемнике ионов по сравнению с расстоянием для масс 66 и 64 увеличивается на 30%. [c.59]

Дисперсия по массам Z) , т. е. расстояние между центрами ионных пучков, соответствующих массам М и М-ЬДМ, выражается следующим образом [c.62]

В ионном пучке должны отсутствовать значительные силы кулоновского расталкивания воздействие собственного электрического поля пучка на ионы должно быть меньше, чем воздействие магнитного поля. Максимальную величину кулоновского электрического поля Е , удовлетворяющую этому требованию, оценим, приравняв кулоновское расширение пучка ионов одной массы величине дисперсии по массам 2 R — R ) = d = Дер AM/M. Здесь Rh, Rb — радиусы крайних (наружной и внутренней) траекторий для ионов массы М. Используя уравнение движения Mv /Rep = evH/с еЕ , можно найти допустимое кулоновское поле Ef. 0,5 АМ/М U/R). Для М 100 200 а.е.м., АМ = 1, [/ = 30 кВ, среднего радиуса Дер около 50 см получим допустимое Е 1+2 В/см, т.е. объёмный заряд в ионном пучке должен быть достаточно полно скомпенсирован. Это — одно из основных условий успешного разделения изотопов электромагнитным методом. [c.292]

Функции /г, гу, g , g j находятся из системы рекуррентных соотношений 21-23] и позволяют вычислять все основные параметры ИОС. Так, например, дисперсия по массе в ИОС с радиальной границей магнитного поля в первом приближении по 7 в [20] записывается в виде [c.303]

Несмотря на то что коэффициент равен нулю, множитель у отличен от нуля и представляет собой коэффициент дисперсии по массам в комбинации полей. Фокусировку по скоростям легко рассчитать для одного фиксированного значения ат, которое можно вычислить из уравнения (21) [c.78]

Для получения большой дисперсии по массам необходимы большой магнит, увеличенное расстояние между магнитом и фотографической пластиной и наклонное падение пучка на фотопластину. Поскольку эти же параметры увеличивают и ширину линий, разрешение при этом не улучшается. Широко распростра- [c.95]

На характеристики полученных микрофильтров существенное влияние оказывают тип заря>кенных частиц, энергия ионов и интенсивность пучка, вид и продолжительность последующего облучения и продолжительность окисления и травления. Так, для изготовления микрофильтров можно использовать не только пучки тяжелых ионов, получаемых на ускорителях, но также и осколки деления, образующиеся при облучении тонкой урановой пластинки потоком нейтронов из атомного реактора. Эти осколки обладают большими зарядом и массой и весьма эффективно разрушают материалы. Однако деление ядер урана происходит несимметрично наряду с группой тяжелых осколков, заряд и масса которых близки к заряду и массе ионов ксенона, образуется также группа значительно более легких осколков с меньшей деструктивной способностью каждая из этих групп имеет дисперсию по массе, заряду и величине кинетической энергии. Следствием этого является значительная дисперсия размеров пор в пленках, которая приблизительно на порядок превосходит дисперсию диаметров пор в фильтрах, при получении которых используют пучок ионов ксенона, выпущенного из ускорителя [246]. [c.163]

Характеристика средней неоднородности сополимера при помощи параметров Q ж Р для практических целей может оказаться недостаточной. Для определенных задач может потребоваться более детальное знание композиционного распределения в сополимере. В этом случае требуется провести фракционирование сополимера так, чтобы получить однородные как по молекулярному весу, так и по составу фракции. Сложность фракционирования сополимеров, как известно, состоит в том, что оно идет параллельно по этим двум показателям. Это приводит к получению фракций с весьма широкой дисперсией по массам молекул и по их композиции. [c.220]

Для изготовления ядерных мембран Нуклеопоры используют [62] осколки деления, образующиеся ири облучении тонкой урановой пластинки ( и) потоком нейтронов из атомного реактора. Эти осколки обладают большими зарядом и массой и весьма эффективно разрушают пластические материалы. Однако деление ядер урана происходит несимметрично наряду с группой тяжелых осколков, заряд и масса которых близки к заряду и массе ионов ксенона, образуется также пленка значительно более легких осколков с меньшей деструктивной способностью кроме того, каждая из этих групп имеет дисперсию по массе, заряду и величине кинетической энергии. Следствием этого является значительная дисиерсия размеров пор в мембранах. Мембраны, [c.56]

В 1933 г. Барбером [121] и более детально Стефенсом [1929, 1930] было показано, что действие линзы при 180-градусном отклонении в однородном магнитном поле является частным случаем фокусирующего действия любого клинообразного магнитного поля. Если центр кривой ионного пучка, проходящего через магнитное поле, совпадает с вершиной клина, т. е. пучок ионов входит и выходит из поля под прямым углом к его границе, и если пучок однороден по массе и энергии, то он фокусируется на линии, соединяющей точку образования ионов и вершину клинообразного магнитного поля, как это показано на рис. 4. Отношение дисперсии по массам к уширению изображения, вызываемому несовершенством фокусировки, достигает максимума при sin 6 = = 2sin ф, следовательно, теоретически максимальное разрешение достигается при этом асимметрическом построении. Однако ожидаемое улучшение незначительно и не компенсирует трудности, связанные с установкой масс-спектрометрической трубки и увеличением траектории ионов. Поэтому обычно используют симметричные приборы с простой фокусировкой. Теоретическая характеристика симметричного прибора не зависит от угла сектора прибор Демпстера представляет особый случай, когда секторный угол равен 180°. В течение ряда лет после выхода статей Барбера и Стефенса масс-спектрометры секторного типа не конструировались (хотя 60-градусные секторные магнитные поля использовались в масс-спектрографах с двойной фокусировкой [112]) и продолжалось использование 180-градусных приборов [1490, 1491, 1762]. [c.21]

Особый случай, который во многих отношениях является простейшим, был выбран Бейнбриджем и Джорданом. Они исходили из значения фе= я/]К2 радиан = 127°17 и рассматривали поле, фокусируюш,ие свойства которого были известны ранее [987, 988] используемое ими значение фт= 60° фигурировало в первом примере применения секторного магнитного поля. Построение, приведенное на фиг. 9, иллюстрирует возможность получения симметрично расположенных объекта и изображения в электростатическом и магнитном полях при Ге= Гт, как обязательным условием двойной фокусировки. Среднее значение радиуса Ге равно 25,4 см, дисперсия по массам 5 лж на 1 % относи- [c.27]

Изображения на осциллографе двух таких импульсов, соответствующих ионам, совершившим, например, 2 и 11 оборотов, смещенные один относительно другого, могут быть совмещены и, таким образом, определена разность времени. Хотя продолжительность каждого импульса обычно достигает 5- Ю" сек, она может быть доведена до 10 сек, особенно при условии, что импульсы по желанию разделены или совмещены при этом их относительное усиление также может изменяться. В соответствии с теорией прибора время пролета иона должно быть пропорционально его массе, но вследствие слабого магнитного поля, используемого для увеличения продолжительности времени, энергия иона при массе 100 составляет всего 25 эв, так что даже небольшие рассеянные электрические поля могут вызвать небольшое отклонение от линейности. Отклонения измеряются путем калибровки прибора по двум пикам, расстояние между которыми известно. Эти сведения используют для уточнения цифр, полученных для разностей импульсов известной и неизвестной масс, которые вместе образуют слишком близкий дублет. Аналогичная калибровка дисперсии по массам, проведенная Ниром и сотрудниками, описана ниже. Для достижения возможно большей точности могут быть использованы три стандартные массы [1693], обеспечивающие получение поправочной величины высшего порядка. [c.50]

Показано, что засчет примопония пеоднородиого магнитного поля в масс-спектрометрах моншо повысить дисперсию по массам и разрешающую способность, не измо-ияя ни радиуса траектории ионов, пи ширины щелей. Вычислены (без учета эффекта краевых полей) в первом и втором приближениях траектории ионов в средней плоскости для того случая, когд 1 границы поля нормальны к оси пучка в точках его входа и выхода из поля. [c.46]

Если > 8ддЧ-ВТУ, то Д > о и пики разделяются если I должно быть максимально возможным, тогда > ВШ м 2 BW для Д>0 —дисперсия по массам. [c.69]

В формуле для вычисления дисперсии по массам величи [c.67]

Электромагнитные сепараторы с неоднородными магнитными полями, в России, США, Израиле, Франции, позже в Китае, были построены электромагнитные сепараторы, использующие различные ИОС с неоднородными осесимметричными магнитными полями. В первых таких сепараторах (США, ORNL) источник и приёмник ионов были расположены в магнитном поле и полный угол разворота центральной траектории в магнитном поле равен 255°. Коэффициент спада магнитного поля в медианной плоскости в окрестности центральной траектории равен п = 0,5 А = —0,5) и дисперсия по массам Dm = 2го7, см. (7.1.8). [c.303]

Во всех описанных до сих пор приборах для фокусировки частиц использовались только отклоняющие поля. Герцог (1943) сконструировал масс-спектрометр, в котором фокусировка осуществлялась аксиальными электрическими ускоряющими полями и не была связана с дисперсией по массам и по энергиям. Кель-ман и др. (1969) описали масс-спектрометр, в котором используются отклоняющие поля, действующие только как призмы с фокусировкой по скоростям, и электростатические линзы с аксиальной симметрией, обеспечивающие фокусировку по направлениям. При этом для полей меньших размеров достигается более высокое разрешение. Либл (1969) указал на преимущества, которые дает введение нормальных линз до и после электрического поля. Это позволяет регулировать интервал значений Э независимо от пределов а, что нельзя осуществить в случае обычной геометрии Маттауха—Герцога. В данном случае можно пожертвовать чувствительностью для увеличения разрешения. Помимо этого, линзы можно использовать просто для точной юстировки прибора. В новом устройстве сохраняются преиму- [c.84]

Для изготовления ядерных мембран нуклеоноры в качестве источника излучения используют осколки ядерного деления, образующиеся при облучении тонкой урановой пластинки (235и) потоком нейтронов из атомного реактора [18]. Эти осколки, обладая большими зарядом и массой, весьма эффективно воздействуют на полимерные материалы. Однако деление ядер урана происходит несимметрично наряду с группой тяжелых осколков, заряд и масса которых близки к заряду и массе ксенона, образуется также группа значительно более легких осколков с меньшей деструктивной способностью кроме того каждая из этих групп имеет дисперсию по массе, заряду и величине кинетической энергии. Следствием этого является довольно значительная дисперсия размеров пор в мембранах. Поэтому мембраны, полученные с помощью пучка ионов ксенона [18, 19], имеют заметно лучшие характеристики, чем мембраны, полученные с использованием заряженных осколков деления ядер. [c.21]

В ионном пучке должны отсутствовать значительные силы кулоновского расталкивания воздействие собственного электрического поля пучка на ионы должно быть меньше, чем воздействие магнитного поля. Максимальную величину кулоновского электрического поля Е , удовлетворяющую этому требованию, оценим, приравняв кулоновское расширение пучка ионов одной массы величине дисперсии по массам 2(Ян — R ) = d = R pAM/M. Здесь R , Rji — радиусы крайних (наружной и внутренней) траекторий для ионов массы М. Используя уравнение движения Mv /R p = evH/ еЕ , можно найти допустимое кулоновское поле Е 0,5 АМ/М (U/R). Для М [c.292]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология