Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - H. 28. 12 augusti 1950 - Masspektrometerns jonoptik, av SHl
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
.5 augusti 1950
679
Masspektrometerns jonoptik
Det är ingen principiell skillnad mellan en
masspektro-meter och en optisk spektrometer, om man tillämpar ett
geometrisk-optiskt betraktelsesätt vid beskrivning av
laddade partiklars banor i elektriska och magnetiska fält.
Denna tankegång användes först av Herzog för
sektor-fält, men genomförs den konsekvent, kan även
verkningssättet för dubbelfokuserande masspektrometrar beskrivas
på ett mycket enkelt sätt.
Magnetiska sektorfälts geometriska optik
Först betraktas ett rum (fig. 1), i vilket ett
halvcirkel-format, homogent magnetfält B verkar vinkelrätt mot
papperets plan. Vid M inkommer en partikel med
elementar-laddningen q, massan m0 och hastigheten v0 vinkelrätt
mot fältets begränsningslinje MN. Den kallas normal
partikel och beskriver en cirkelbåge, som slutar i N och har
radien R i= m0v0lqB. Inkommer en annan partikel, vars
bana i M bildar vinkeln cc med den förstas, kan dess
cirkelformiga bana beskrivas relativt normalpartikelns.
Används de i fig. 1 angivna beteckningarna och försummas
små termer av andra ordningen, bestäms banan av
ekvationen
£ i= Rex. sin <p Roc sin SIR (1)
där S är båglängden längs normalpartikelns bana.
Den andra partikeln träffar linjen MN på avståndet Roc2
från N. Av fig. 1 framgår vidare, att ett från M utgående
partikelknippe med liten öppning oc approximativt
sam-manbryts till N\ det är då ett paraxialt knippe för A/:s
bildpunkt. Vid denna avbildning uppstår fel av andra
ordningen liksom vid cylinderlinser. Detta förhållande kan
även åskådliggöras på annat sätt, i det man uttrycker
£ som funktion av S enligt ekv. (1), varvid
normalpartikelns bana betraktas som optisk axel och tecknas uträtad
enligt fig. 2. Härvid får man ett geometrisk-optiskt
framställningssätt. övriga banor för det paraxiala
partikelknippet blir då sinuskurvor, som skär axeln i Si=0
(punkt M) och S>=Rn (punkt N). För S,= R*I2 når de
ett maximum, och kurvans tangent blir parallell med
axeln. Partikelbanorna är även approximativt parallella
för 9?i= tt/2 (fig. 1).
Begränsar man nu magnetfältet ytterligare till en sektor
POQ (fig. 1) med centrumvinkeln <Plt kommer ett
parallellt partikelknippe II att gå i exakt samma banor som
förut, dvs. en godtycklig partikels bana i sektorfältet be-
* Referat av uppsats av W Walcher i Angew. Chem. 21 apr. 1950.
Fig. 1. Partikelbanor i ett homogent magnetiskt fält.
Ovanför linjen MN verkar ett konstant magnetfält vinkelrätt
mot papperets plan.
Fig. 2. Geometrisk-optisk beskrivning av partikelbanor
relativt normalpartikelns, varvid denna blir en rät optisk
axel.
skrivs som förut av ekv. (1). När partiklarna lämnar fältet
vid QO, blir deras banor åter rätlinjiga. Den optiska axeln
MPQ, som är normalpartikelns bana i fältet, kommer att
skära MN i N’. Att denna blir brännpunkt för det
parallella partikelknippet/f, inses av fig. 2. I denna är banorna
räta linjer parallella med optiska axeln, innan partiklarna
kommer in i fältet, som verkar inom de lodräta
linjerna P och Q, dvs. från P’ till Q’. Inom detta område
är de sinuskurvor med ekvationerna £>= sin SIR-, efter
0’ är de räta linjer med lutningen tg u>=d£ldSi=
= eos SIR, men S\=R[nl2+ och därför blir
n
tgu,= — (2)
Sätter man QN’ .= glt blir enligt fig. 2 och ekv. (1)
f , j. cos
tg u ’= SJ </i i= — So ~~ (3)
Øi
Ur ekv. (2) och (3) får man
9l,= R ctg (4)
och då g1 alltså är oberoende av S0, är N’ brännpunkt för
det paraxiala partikelknippet. Då vidare ekv. (4) gäller
för triangeln ON’Q i fig. 1, måste N’ ligga på en linje, som
går genom O och är parallell med M’P.
Enligt den vanliga definitionen på brännvidd (f) gäller
S0lf1\— — tg u. Med hjälp av ekv. (2) får man då
/^fl/sin <2>i (5)
Därmed är även sektorfältets bildmässiga huvudplan H
bestämt. Dess avstånd från Q (fig. 2) är
A^fc —/aB= —Ä tg^/2 (6)
På analogt sätt kan man åt andra hållet bestämma en
främre brännvidd, en främre brännpunkt och ett främre
huvudplan.
Om sektorfältet ^ utökas med ett annat enligt fig. 3 a,
gäller de härledda relationerna, och man finner, att ett
smalt partikelknippe från en föremålspunkt M avbildas i
Fig. 3. Avbildning av ett partikelknippe medelst ett
magnetiskt sektorfält; b geometrisk-optisk beskrivning av
partikelbanorna.
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
