спектральных измерений».

Цель работы: Исследование спектров пропускания кристаллов селенида цинка в области края собственного поглощения, определение ширины запрещенной зоны этих кристаллов и энергии ионизации акцепторного уровня в примесном материале.

 

Основные задачи работы:

 

- овладение технологией измерения спектров пропускания кристаллов с использованием лабораторного спектрометра на основе полихроматора;

 

- овладение технологией обработки данных спектральных измерений;

 

- калибровка (проверка калибровки) шкалы длин волн лабораторного спектрометра на основе анализа спектров пропускания цветного стекла ПС-7 (или ЗС-7);

 

- проверка линейности шкалы пропускания лабораторного спектрометра на основе анализа спектров пропускания цветных нейтральных стекол;

 

- исследование спектров пропускания кристаллов селенида цинка и определение ширины запрещенной зоны этих кристаллов;

 

- экспериментальное исследование и анализ полосы поглощения, обусловленной фотонейтрализацией акцепторного уровня в кристаллах селенида цинка.

 

Основные теоретические положения

Кристаллы селенида цинка относятся к числу алмазоподобных полупроводников с ионно-ковалентными химическими связями. Типичная зонная структура алмазоподобных полупроводников изображена на рисунке 1.

 

Рисунок 1 – Зонная структура алмазоподобных полупроводников

 

При низких температурах уровни валентной зоны в таком полупроводнике полностью заполнены (точки на уровнях валентной зоны, рисунок 1). Электроны валентной зоны связаны с атомами кристалла (рисунок 2, а) так, что на каждый атом кристаллической решетки приходится по четыре валентных электрона (ионно-ковалентная химическая связь), а кристалл сформирован атомными тетраэдрами, схематическими изображенными на рисунок 2, б.

 

а б

Рисунок 2 – Ионно-ковалентная химическая связь (а) и атомный тетраэдр (б)

 

Внешние воздействия на кристалл (нагрев, поток электронов, световой поток и т.п.) могут приводить к «разрыву» собственных валентных связей. В результате это воздействие может образовать свободный электрон, заполняющий уровни зоны проводимости, и незаполненную валентную связь (дырку), находящуюся на уровне валентной зоны. При облучении кристалла светом с различной энергией кванта эти процессы иллюстрируются диаграммами, показанными на рисунке 3. Минимальная энергия, необходимая для «разрыва» собственной валентной связи составляет Е_g – ширину запрещенной зоны кристалла. При энергиях квантов в потоке излучения, меньших ширины запрещенной зоны (рисунок 3, а) , их энергии недостаточно для разрыва собственной валентной связи и образования

а б в

Рисунок 3 – Междузонные переходы

 

пары «свободный электрон-дырка». Для потока квантов света с такой энергией среда является прозрачной.

При энергиях квантов (рисунок 3, б, в) происходит «разрыв» собственных валентных связей. В результате квант света уничтожается (поглощение), его энергия передается паре «свободный электрон-дырка». Такое поглощение при называется собственным, фундаментальным поглощением.

Для определения пороговой энергии квантов света и, таким образом, определения ширины запрещенной зоны кристалла может быть использовано измерение спектров пропускания плоскопараллельных пластинок, изготовленных из исследуемого кристалла (рисунок 4).

 

Рисунок 4 – Измерение спектра пропускания плоскопараллельной пластинки

 

, (1)

 

где T – коэффициент пропускания пластины; R – коэффициент отражения пластины; – коэффициент поглощения кристалла; x – толщина плоскопараллельной пластины.

 

, (2)

 

где n – показатель преломления кристалла (n = 2,67 для кристаллов селенида цинка).

Вид спектров пропускания Т и поглощения , соответствующих рисунку 4, показаны на рисунке 5.

 

Рисунок 5 – Спектры пропускания и поглощения

 

Граница перехода от области «прозрачности» к области собственного поглощения называется краем собственного поглощения. Форма края собственного поглощения (зависимость () в области энергии кантов ) определяется строением энергетических зон.

Две принципиально различные ситуации при формировании края собственного поглощения, свойственные алмазоподобным полупроводникам, изображены на рисунке 6 (а, б), где показаны зонные диаграммы зависимости энергии электрона на уровнях валентной зоны и зоны проводимости E(k) от волнового числа k для полупроводников с прямой и непрямой структурами энергетических зон.

а б

 

Рисунок 6 – Зонные диаграммы для полупроводников с прямой и непрямой структурами энергетических зон

 

Вблизи экстремумов (минимумов или максимумов E(k)) зон эти зависимости имеют параболический характер и при отсчете энергий от потолка (максимума в зависимости E(k)) валентной зоны подчиняются правилам:

 

- в валентной зоне: , (3)

 

- в зоне проводимости: , (4)

 

где , - эффективные массы дырки и электрона.

 

. (5)

 

При поглощении кванта света с с образованием пары «свободный электрон-дырка» должны выполняться законы сохранения энергии и квазиимпульса:

 

, (6)

 

, (7)

где – энергия кванта света; E_n – энергия свободного электрона в зоне проводимости; E_p – энергия свободной дырки в валентной зоне; q_фот – волновое число кванта света (q_фот = 0); k_n – волновое число свободного электрона в зоне проводимости; k_р – волновое число свободной дырки в валентной зоне.

Для полупроводника с прямой структурой энергетических зон (рисунок 6, а), где экстремумы зон приходятся на одну и ту же точку k = 0, образование пары «свободный электрон-дырка» при поглощении кванта света с может происходить без изменения волнового числа в начальном и конечном состояниях. Здесь условие q_фот обеспечивает выполнение закона сохранения квазиимпульса () и, следовательно, . Такой переход с сохранением квазиимпульса называется прямым и на диаграмме зависимости E(k) изображается вертикальной стрелкой (рисунок 6, а). Зависимость коэффициента поглощения для прямых переходов () повторяет зависимость комбинированной плотности состояний в зонах N(E). Число энергетических уровней в зонах, разделенных энергией и приходящихся на единичный интервал энергий dE = 1 в кристалле единичного объема V = 1:

 

~ . (8)

 

В итоге зависимость коэффициента поглощения от энергии квантов света в полупроводниках с прямой структурой энергетических зон имеет вид:

 

, (9)

 

где А – постоянная.

В полупроводниках с непрямой структурой энергетических зон, когда максимум валентной зоны и минимум зоны проводимости находятся при различных значениях k так, что разница существенно превышает волновое число кванта света q_фот, закон сохранения квазиимпульса во многих процессах обеспечивается участием фононов (квантов колебаний атомов кристаллической решетки). Процессы поглощения света в полупроводниках с непрямой структурой энергетических зон с участием фононов изображены на рисунок 6, б. На этом рисунке показаны процессы:

 

с испусканием фонона при , (10)

 

с поглощением фонона при . (11)

 

Результирующий коэффициент поглощения для непрямых оптических переходов в полупроводниках определяется интегралом по изоэнергетической поверхности от произведения плотности состояний в зонах N(E)= и в окончательном виде дается выражением:

 

, (12)

 

где В – постоянная, – энергия колебаний кристаллической решетки, знаки «+» или «–» соответствуют испусканию или поглощению фонона в непрямом оптическом переходе.

Вид спектров собственного поглощения в области края фундаментальной полосы изображен на рисунке 7.

а б

Рисунок 7 – Вид спектров собственного поглощения в области края

фундаментальной полосы

 

Еще одним фактором, влияющим на форму края собственного поглощения, являются примесные полосы поглощения, вызванные фотонейтрализацией уровней донора или акцептора. Исследуемые в данной лабораторной работе кристаллы селенида цинка (также как часто и другие соединения А²В⁶) имеют нарушения стехиометричности состава.

Рисунок 8 – Энергетические уровни акцепторов

 

Избыточные, по сравнению со стехиометричным составом кристалла (где на 1 атом Zn приходится 1 атом Se), атомы цинка являются акцепторами, формирующими энергетический уровень вблизи потолка валентной зоны (рисунок 8). При комнатной температуре эти уровни ионизованы, т.е. заполнены электронами валентной зоны. При поглощении квантов света с энергиями может быть обеспечен переход электрона с уровня акцептора в зону проводимости (фотонейтрализация акцептора). Форма возникающей при этом полосы поглощения «акцептор-дальняя зона» описывается выражением:

 

=С , (13)

 

где . (14)

 

Спектр поглощения в этой полосе позволяет определить энергию ионизации акцептора. Данная полоса непосредственно примыкает к краю собственного поглощения. Ее вид изображен на рисунке 9, где по оси энергий квантов отмечены характеристические энергии.

 

Рисунок 9 – Полосы собственного и примесного поглощения

 

Экспериментальная установка и использованные образцы

Экспериментальная установка для проведения лабораторной работы представляет собой спектрометр, сопряженный с персональным компьютером и два образца кристаллов селенида цинка, предназначенных для измерений.

В состав спектрометра входят оптическая система, включающая в себя осветитель и полихроматор, связанные волоконным световодом, электронная система регистрации, сбора и обработки данных, а также программное обеспечение (рисунок 10).

 

Рисунок 10 – Экспериментальная установка

 

Спектрометр обеспечивает измерение спектров коэффициента пропускания цветных стекол в диапазоне длин волн 380 – 760 нм с погрешностью не хуже 2%.

В осветителе использована лампа накаливания с криптоновым наполнением 4,8 V, 0,75 А, что позволяет повысить рабочую температуру нити накала и таким образом увеличить ее светоотдачу.

Измеряемый образец цветного стекла устанавливается в «параллельном» световом пучке, формируемом линзами 1 и 2.

Оптический фильтр из цветного стекла СС-6 служит для выравнивания распределения сигнала в пределах регистрируемого спектра.

Полихроматор выполнен на основе простой вогнутой дифракционной решетки с постоянной 600 штр/мм и радиусом 62,5 мм, так что спектр формируется на круге Роуланда диаметром 125 мм.

Регистрация спектра производится линейкой ПЗС (SONY1LX511), линейный размер регистрируемого спектра составляет 14mkm´2048PIX = 28,672 mm. Выходной сигнал с фотоприемников ПЗС линейки обрабатывается электронной системой сбора и обработки данных. Программное обеспечение позволяет получать и выводить данные измерений коэффициента пропускания в виде графиков и таблиц, а также осуществлять хранение результатов измерений.

Работа с программой

Запуск программы должен производиться после включения спектрометра тумблером, расположенным задней панели его корпуса; после включения на передней панели высвечивается светодиодный индикатор.

Для запуска рабочей программы спектрометра используется файл SPECTRO_2.EXE.

Выводимое на экран рабочее поле (рисунок 11) содержит строку меню, окно с именем сохраненного файла или порядковым номером спектра (spectr0, spectr1, …), если результаты измерения не были сохранены, и координатами цвета X, Y, Z, а также окно с графиком зависимости коэффициента пропускания от длины волны и массивом измеренных коэффициентов пропускания в диапазоне 360 – 758 нм. Вывод массива производится после активации мышью имени файла или номера спектра в левом окне рабочего поля.

Измерения можно начать через 10-15 мин после включения спектрометра.

 

Рисунок 11 – Рабочее поле программы спектрометра

 

Измерение спектра состоит из трех последовательных операций:

 

1) Регистрация уровня «нуля», чего в световой пучок необходимо установить непрозрачный экран и нажать клавишу « » в строке меню. В результате фиксируется оцифрованный уровень темнового тока с элементов ПЗС линейки, который усредняется по всем элементам линейки и сохраняется в виде числа [Z], используемого при последующей обработке данных.

2) Регистрация уровня «100%», для чего при полностью открытом световом пучке (установленный ранее непрозрачный экран должен быть удален) необходимо нажать клавишу « » в строке меню. В результате формируется массив данных [эталон], описывающий аппаратную функцию спектрометра (учитываются спектр излучения лампы, потери в элементах оптической системы, спектральная чувствительность ПЗС линейки). Этот массив данных сохраняется и используется при дальнейшем вычислении коэффициента пропускания. При сравнительных измерениях пропускания нажатие клавиши « » производится при установке в спектрометр выбранного эталона.

3) Регистрация спектра пропускания исследуемого образца

Исследуемый образец установить на столик осветителя спектрометра и нажать клавишу в строке меню. При этом формируется массив данных [образец], который описывает коэффициент пропускания, вычисляемый по формуле:

. (15)

Массив данных [T] выводится в правое окно рабочего поля в виде графика зависимости Т(l), а также числового массива. Одновременно в левом окне выводится цветовой маркер для каждого из регистрируемых спектров, номер спектра (spectr0; spectr1; до spectr15) и координаты цвета X, Y, Z для выбранного стандартного излучателя (А, В, С, D65). Для выбора стандартного излучателя используется третье окно строки меню.Число выводимых на график спектров может устанавливаться от 2-х до16-ти, их число задается в среднем окне строки меню.

Массив данных измерений коэффициента пропускания [T] можно сохранить в виде файла, для чего используется клавиша 2 в строке меню. Чтение данных из файла в правое рабочее окно программы производится клавишей 1.

Числовой массив [Т] может быть выведен в нижнюю часть правого окна, для чего соответствующий спектр должен быть выделен в левом окне рабочего поля. Этот массив можно копировать и использовать для дальнейшей числовой обработки.

Для удаления спектра из правого окна рабочего поля необходимо выделить при помощи мыши его номер или имя файла левом окне и нажать на клавиатуре клавишу Delete. Массивы данных [Т], которые не были сохранены в виде файла, при этом удаляются полностью.

 

Выполняемые задачи

 

Задача №1 Проверка калибровки спектрометра

1) Измерить на спектре пропускания стекла ПС 7.

2) Найти по каталогу цветного стекла длины волн, соответствующие минимумам и максимумам пропускания.

3) Построить график зависимости длин волн максимумов и минимумов пропускания, измеренных на спектрометре, от тех же величин, найденных из каталога.

4) Определить погрешность калибровки спектрометра по длинам волн.

 

Задача №2 Проверка линейности шкалы пропускания спектрометра

 

1) Измерить на спектрометре спектры пропускания НС 2.

2) Используя данные каталога цветного стекла и формулу (1), построить расчетные и экспериментальные спектральные характеристики для выбранных светофильтров.

3) По полученным расчетным и экспериментальным спектральным характеристикам найти для 3-х длин волн и построить графические зависимости коэффициента пропускания, измеренные и найденные по каталогу.

4) Определить погрешность шкалы пропускания спектрометра.

 

Задача №3 Определение ширины запрещенной зоны кристаллов селенида цинка

 

1) Измерить на спектрометре спектры пропускания для двух кристаллов селенида цинка.

2) Определить ширину запрещенной зоны по длине волны отсечки между областями прозрачности и собственного поглощения кристаллов.

3) Установить область энергий квантов, где спектральная зависимость коэффициента поглощения имеет наибольшую скорость изменения. В этой области провести линейную интерполяцию зависимостей для случаев прямых и непрямых оптических переходов. Определить, какой тип зонной структуры имеет селенид: прямой или непрямой. По данным линейной интерполяции найти ширину запрещенной зоны и найденное значение сравнить с данными, полученными по пункту (2).

4) Дать качественную интерпретацию возможного расхождения данных, полученных по пунктам (2) и (3).

 

Задача №4 Определение энергии ионизации примеси по данным спектральных измерений

 

1) По данным спектральных измерений в задаче №3 найти спектр примесного поглощения путем вычитания спектров краевого поглощения двух исследованных образцов селенида цинка.

2) Исследуя диаграммы рис. 9 и 10, определить приближенное значение энергии ионизации примеси.

3) Рассчитать спектр полосы примесного поглощения, используя выражения (13) и (14), предполагая, что в селениде цинка , а максимум полосы поглощения приходится на . Определить энергию ионизации примеси Е_А, варьируя ее значение до достижения наименьшего среднеквадратичного расхождения расчетных и экспериментальных данных.

 

Содержание отчета

 

- Цель работы.

- Качественный анализ полученных результатов.

- Выводы.

 

Список литературы

 

1) Каталог цветного стекла. – Л.: Машиностроение», 1967.

2) Тарасов К.И. Спектральные приборы / К.И. Тарасов. – Л.: Машиностроение, 1974.

3) Горбачев В.В. Физика полупроводников и металлов / В.В. Горбачев, А.Г. Синицын. – М.: Металлургия, 1976.

 

 

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА №4.

«Дисперсия показателя преломления кристаллов».

Цель работы: Овладение методами и приемами измерения показателя пре­ломления кристалла в видимой области спектра.

Основные теоретические положения

 

Диэлектрическая проницаемость кристалла является одной из важнейших его характеристик, зависящих от кристаллической стру­ктуры и химического состава вещества. В общем случае диэлектри­ческая проницаемость является комплексной величиной:

 

ε^* = ε₁ – iε₂, (1)

 

где ε₁, ε₂ – вещественная и мнимая части диэлектрической проницаемости.

Диэлектрическая проницаемость связана с комплексным по­казателем преломления

N^* = n – ik известным соотношением:

 

ε^* = N^*2 = (n – ik)² = n² – k² – i2nk, (2)

 

где n – показатель преломления, k – показатель поглощения среды, описывающие соответственно набег фазы и затухание ампли­туды световой волны при ее распространении в среде.

Из выражений (1) и (2) следует:

 

(3)

Отметим, что за пределами полос поглощения, где k = 0, мнимая часть диэлектрической проницаемости , а веще­ственная часть диэлектрической проницаемости связана с вещественной частью комплексного показателя преломления n (который становится в области прозрачности показателем преломления среды в обычном понимании) соотношением, аналогичным (2): .

Исследования спектральных зависимостей n и k(или и ), т. е. зависимостей этих характеристик от частоты излучения, позволяют определить характеристические параметры вещества, такие как ширина запрещенной зоны в особых точках – пространства, отвечающих особенностям функции междузон­ной плотности состояний (особенностям Ван-Хова). Другими опре­деляемыми здесь характеристиками являются длинноволновая ди­электрическая проницаемость (в длинноволновой области прозра­чности от полосы поглощения), описывающая суммарный вклад по­лосы в статическую поляризуемость кристалла, силы осцил­ляторов для соответствующих переходов.

В общем случае задача нахождения перечисленных характери­стик по оптическим спектрам является довольно сложной. Это связано с тем, что в кристаллах вместо дискретных уровней эне­ргии формируются энергетические зоны. Каждой паре энергетичес­ких уровней в пределах зон может быть сопоставлен эквивалент­ный осциллятор, и задача нахождения упомянутых характеристик вещества решается в результате интегрирования квазинепрерыв­ных по частоте распределений. Однако во многих случаях удовле­творительные результаты по определению ширины запрещенной зо­ны, длинноволновой диэлектрической проницаемости и сил осцил­лятора можно получить, используя в отношении кристалла мо­дели классического гармонического осциллятора. Замена непре­рывных по частоте распределений осцилляторов одним эквивален­тным осциллятором означает, что кристалл представляется как совокупность невзаимодействущих частиц (аналогично части­цам, образующим идеальный газ).

Хорошее феноменологическое объяснение зависимости опти­ческих постоянных вещества от частоты излучения, можно полу­чить, исходя из простой классической теории Лоренца, которая рассматривает вынужденные колебания гармонических осциллято­ров, представляющих собой связанные электроны кристалла под действием электрического поля электромагнитной волны. Урав­нение движения связанных электронов имеет вид:

 

(4)

 

где – тормозящая сила (пропорциональная скорости ); – квазиупругая возвращающая сила (пропорциональ­ная смещению x); – вынуждающая сила, действу­ющая со стороны приложенного электрического поля.

Решение уравнения (4) будем искать в виде гармонического колебания:

 

(5)

 

где х₀ – амплитуда колебания.

Подстановка (5) в (4) позволяет определить амплитуду колебаний (5)в виде:

 

(6)

 

Таким образом, выражение (5) является решением уравнения (4), если амплитуда х₀ определяется выражением (6).

Для нахождения диэлектрической проницаемости восполь­зуемся материальным уравнением системы уравнений Максвелла, описывающим поляризацию среды:

 

(7)

 

где и – векторы индукции и напряженности электричес­кого поля; – вектор поляризации среды (суммарный дипольный момент единицы объема вещества), а – диэлектрическая постоянная вакуума.

Для рассматриваемой нами одномерной задачи уравнение (7) может быть переписано:

 

, (8)

 

где Р_х = , а N – концентрация связанных электронов данного типа (их число в единице объема вещества).

Тогда, из (6) и (8) следует:

 

(9)

 

откуда, разделив вещественную имнимую части выражения (3), можем получить:

 

(10)

 

(11)

 

Вид зависимостей ε₁ и ε₂, определяемый выражениями (10) и (11), аналогичен показанному графически на рисунке 4, а (лабораторная работа №1).

Из этих выражений также следует, что для частот имеется максимум поглощения k (или ), а показатель преломления n (или ) быстро возрастает при уменьшении (аномальная дисперсия показателя преломления).

В области высоких и низких частот от поглощение k () быстро затухает. Показатель прелом­ления при этом проходит через минимум на коротковолновом крае полосы поглощения и через максимум – на длинноволновом крае полосы.

При показатель преломления стремится к посто­янному значению:

 

. (12)

 

Параметр , входящий в уравнение (4) и дисперсионные соотношения (10) и (11), представляет собой ширину полосы поглощения на уровне "1/2".

Величину:

 

, (13)

 

входящую в дисперсионные выражения (10), (11) и (12), можно рассматривать как плазменную частоту для валентных электронов. В области высоких частот по отношению к резонансной частоте валентные электроны ведут себя как свободные (несвязанные) частицы, поэтому в примене­нии к таким электронам становится возможным использование понятий плазма и плазменные эффекты, в том числе плазменный резонанс, так же как в случае свободных электронов.

В выражении (13) величина N представляет собой концен­трацию валентных электронов.

В длинноволновой области спектра, где т.е. в области прозрачности вещества, для диэлектрической проницаемости и показате­ля преломления из дисперсионного выражения (11) следует:

 

(14)

Это выражение, а также выражение (12), получаемое из (14) при , были положены в основу диэлектрической модели, используемой для систематизации, объяснения и прогнозирования многих свойств кристаллов. С позиции квантовой механики, гармоническому осциллятору с резонансной частотой , постоянной затухания и амплитудой поставлена в соответствие двухуровневая квантовомеханическая система с энергетическим зазором и временем жизни уровня .

Применение модели гармонического осциллятора к кристал­лу и возникающие при такой замене трансформации оптических спе­ктров ε₁ и ε₂ показаны на рисунке 1.

 

 

Рисунок 1 – Зонная структура кристалла и спектры .

 

В левой части рисунка схематически изображены зонная структура кристалла (рисунок 1, а) и спектры ε₁ и ε₂, которые возни­кают в таком кристалле вследствие междузонных переходов. Меж­дузонные переходы формируют полосу поглощения, охватывающую ди­апазон частот от E_g и . В пределах полосы мнимая часть диэлектрической проницаемости имеет сложный хара­ктер частотной зависимости с одним или несколькими характер­ными максимумами, отвечающими особенностям Ван-Хова. В преде­лах этой полосы зависимость также является довольно сложной (немонотонной). Однако в длинноволновой области (отмечена как область прозрачности) зависимость монотонна. Такой монотонный характер для области прозрачности дает и модель классического гармони­ческого осциллятора. Поэтому для определения параметров экви­валентного гармонического осциллятора можно воспользоваться выражением (14), выбрав дисперсионные параметры и так, чтобы дисперсия (или ) в области проз­рачности для одного осциллятора и распределение осцилляторов совпадали. При интегрировании по полосам поглощения в случае непрерывных по частоте распределений осцилляторов это означает, что в рассматриваемой области правило сумм истощено, т.е. в диэлектрическую проницаемость здесь дают вклад все осцилляторы, отвечающие энергетическим уровням зонной диаграммы кристалла, и сумма сил осцилляторов по всем переходам равна единице .

 

Содержание экспериментальной части

В ходе работы необходимо выполнить экспериментальное измерение зависимости показателя преломления от длины волны излучения для неизвестного образца кристалла.

Измерения выполняются методом призмы: по преломлению световых лучей в призме, изготовленной из исследуемого материала. Для измерений угла преломления лучей исследуемую призму уста­навливают в положение наименьшего отклонения. Ход лучей в призме показан на рисунке 2.

 

Рисунок 2 – Ход лучей в призме

 

В положении наименьшего отклонения показатель преломле­ния и вещества связан с преломляющим углом А и углом наимень­шего отклонения D выражением:

 

(15)

 

которое в работе используется для нахождения показателя пре­ломления.

Измерение показателя преломления производится на установ­ке, функциональная схема которой изображена на рисунке 3.

Рисунок 3 – Функциональная схема установки

 

В состав установки входят:

I – осветитель, содержащий источник света 1 – галогенная лампа накаливания, объектив 2 и поворотное плоское зеркало 3;

II – монохроматор МДР-23, содержащий входной фильтр 4, входную щель 5, поворотное зеркало 6, внеосевое параболичес­кое зеркало 7, дифракционную решетку-реплику 8, внеосевое параболическое зеркало 9, поворотное зеркало 10, выходную щель 11;

III – гониометрический узел, на основе гониометра Г5, содер­жащий дисковый модулятор излучения 12, зрительную трубу 13, гониометрический столик 14 с образцом-призмой 15, зрительную трубу 16, установленную на поворотной алидаде гониометра.

Работа установки происходит следующим образом. Изображе­ние нити накала лампы 1 при помощи объектива осветителя 2 и поворотного зеркала 3 формируется на входной цели 4 монохроматора МДР-23. При этом на входной щели 5 монохроматора уста­новлен обрезающий фильтр 4, выбранный из комплекта принадлеж­ностей монохроматора в соответствии с рабочим спектральным интервалом и служащий для подавление нерабочих порядков дифра­кции.

В качестве диспергирующего элемента в монохроматоре исполь­зуется плоская дифракционная решетка-реплика 8 с постоянной N = 1200 штр/мм, работающая в параллельном пучке света. Преобразование входного расходящегося пучка излучения в парал­лельный пучок осуществляется параболическим зеркалом 7, на которое из­лучение от входной щели, расположенной в фокусе зеркала, подается плоским поворотным зеркалом 6. Параболическое зеркало 9 и плоское поворотное зеркало 10 фокусируют дифрагированное излучение на входной щели 11 монохроматора.

Выходящее монохроматическое излучение модулируется дисковым модулятором-прерывателем 12 и подается на входную щель колли­матора 13 гониометра. Параллельный монохроматический пучок света освещает входную грань призмы 15, установленной на поворотном столике 14 гониометра.

Преломленный в призме пучок света собирается зрительной тру­бой 16. Выходящее излучение (изображение входной щели коллиматора гониометра) наблюдается визуально в окуляре зрительной трубы. Отсчет углов производится по отсчетному устройству гониометра.

 

Устройство гониометра

На рисунке 4 показан внешний вид гониометра Г5.

 

Рисунок 4 – Внешний вид гонометра

В состав гониометра входят автоколлиматор 1, микроскоп 2, корпус 3, столик 4 с лимбом и осевой системой. Посредством маховичка 5 по шкале 6 осуществляется фокусировка автоколлиматора. На шкале есть деления и индекс «∞». Винт 7 нужен для юстировки визирной оси по вертикали. Кольца 8 удерживаю