Die vorliegende Erfindung betrifft eine Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht nach dem Oberbegriff des Anspruchs 1 und ein optisches

Spektrometer nach dem Oberbegriff des Anspruchs 11.

Die optische Emissionsspektrometrie (OES) verwendet Gitterspektrometer zur Bestimmung von Elementgehalten in einer Probe anhand einer Analyse der Strahlungsemission angeregter Atome. Dabei müssen große Spektralbereiche simultan gemessen werden - ausgehend vom tiefen UV bis ins nahe IR.

Aufgrund der enormen Liniendichten und Komplexitäten der

Atomemissionsspektren ist neben einer großen Bandbreite zusätzlich ein hohes spektrales Auflösungsvermögen erforderlich, um die Überlagerung

benachbarter Fremdlinien zu verhindern. Dies trifft im Besonderen auf die OES-Analyse von Metallen zu.

Ein Beugungsgitter bewirkt eine Dispersion des Spektrums gemäß den

Gleichungen : λ ^■ N = d ^■ [sina + sinß] (Gl . l) Δβ/Δλ = N/[d ^■ cosß], für kleine Δλ (Gl .2)

A _G : = d/N ^■ [sina + 1] (Gl .3) mit λ= Wellenlänge, N = Beugungsordnung, d = Abstand der Gitterfurchen, a = Einfallswinkel, ß= Beugungswinkel und A _G = Grenzwellenlänge. Die Winkeldispersion Δβ/Δλ (Gl.2) gibt die Differenz des Beugungswinkels Δβ für zwei Wellenlängen an, die sich um den kleinen Betrag Δλ unterscheiden. Das spektrale Auflösungsvermögen des Spektrometers wird ganz wesentlich von der Winkeldispersion des Beugungsgitters bestimmt.

Die Grenzwellenlänge A _G kennzeichnet die Wellenlänge, für die der

Beugungswinkel 90° erreicht (Gl.3). Größere Wellenlängen als A _G werden an diesem Gitter nicht mehr gebeugt. Die Grenzwellenlänge muss also oberhalb der längsten Wellenlänge des darzustellenden Spektrums liegen. Gl .3 besagt, dass für die Beugung langer Wellenlängen der Abstand der Gitterfurchen d groß und die Beugungsordnung N niedrig gewählt werden müssen. Für eine hohe Winkeldispersion ist jedoch genau das umgekehrte Vorgehen notwendig. Nach Gl .2 wird eine hohe Winkeldispersion durch einen kleinen

Furchenabstand oder eine hohe Beugungsordnung erzielt.

Die größte zu messende Wellenlänge bestimmt den Furchenabstand des Gitters und legt damit auch die Winkeldispersion fest. Die Forderungen nach großer spektraler Abdeckung und hoher Winkeldispersion lassen sich daher nicht gleichzeitig realisieren.

In der OES entscheiden oft die Nachweisgrenzen weniger Elemente über die Eignung eines Spektrometers für eine bestimmte analytische Applikation. Um diesem Umstand Rechnung zu tragen, müssen bestimmte Abschnitte des Spektrums mit hoher Winkeldispersion dargestellt werden. Im restlichen, weitaus größeren Teil des Spektrums sind die Anforderungen an die

Winkeldispersion geringer, hier kommt es vor allem auf die große Ausdehnung des simultan erfassten Spektralbereichs an.

Nach dem Stand der Technik werden zur Lösung des Konflikts zwei Wege beschritten. Der erste Weg besteht darin, verschiedene Beugungsordnungen eines Beugungsgitters gleichzeitig zu verwenden. Teile des Spektrums mit höherer Anforderung an die Winkeldispersion werden in höherer

Beugungsordnung gemessen. Hierbei tritt das Problem auf, dass z.B. unter dem Beugungswinkel der Wellenlänge λ in zweiter Beugungsordnung gleichzeitig die Wellenlänge 2λ in erster Beugungsordnung erscheint. Es müssen daher Maßnahmen getroffen werden, um die sich überlagernden Beugungsordnungen getrennt zu detektieren. Diesen Ansatz verfolgen Echelle- Spektrometer. Hier werden viele, sich überlagernde Beugungsordnungen räumlich getrennt auf einen zweidimensionalen Arraydetektor abgebildet.

Es hat sich herausgestellt, dass Echelle-Systeme aufgrund von

Übersprecheffekten, welche die analytische Leistungsfähigkeit herabsetzen, weniger geeignet sind für die OES von Metallen.

Der zweite Lösungsweg besteht darin, mehrere Spektrometereinheiten gleichzeitig in einem Gerät zu vereinen, wobei die jeweiligen Beugungsgitter unterschiedliche Furchenabstände besitzen. Auf diese Weise lassen sich Teile des Spektrums mit höherer Winkeldispersion darstellen als das

Hauptspektrum. Die Verwendung mehrerer, simultan messender

Spektrometereinheiten in einem Gerät bringt jedoch Nachteile mit sich. Alle Einheiten müssen optisch in gleiche Weise an die Strahlungsquelle

angekoppelt werden. Außerdem sind Konstruktionsaufwand und

Materialeinsatz deutlich erhöht, wodurch hohe Kosten entstehen.

Es ist daher Aufgabe der vorliegenden Erfindung eine kostengünstige und kompakte Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht anzugeben, die einen breiten, ausgedehnten Wellenlängenbereich aufspaltet, wobei ein Abschnitt des Spektrums eine Winkeldispersion aufweist, die wesentlich höher ist als die Winkeldispersion im restlichen Wellenlängenbereich. Weiterhin ist es Aufgabe ein optisches Spektrometer mit den genannten Eigenschaften zu benennen.

Diese Aufgabe wird von einer Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht mit den Merkmalen des Anspruchs 1 und mit einem optischen Spektrometer mit den Merkmalen des Anspruchs 11 gelöst.

Danach ist eine Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht mit einem Beugungselement, mit einem unter dem Winkel α zur

Beugungselementnormalen auf das Beugungselement einfallenden

Strahlenbündel, welches die Wellenlängen des Intervalls λ bis λ+Δλ enthält, mit einem ersten unter dem Winkel ß zur Beugungselementnormalen in der Beugungsordnung N gebeugten Strahlenbündel der Wellenlänge λ, und mit einem zweiten unter dem Winkel β+Δβ zur Beugungselementnormalen in der Beugungsordnung N gebeugten Strahlenbündel der Wellenlänge λ+Δλ, vorgesehen, wobei die Anordnung eine Rückführanordnung aufweist, welche das erste gebeugte Strahlenbündel ablenkt und als ein erstes rückgeführtes Strahlenbündel unter einem Einfallswinkel α ^λ zur Beugungselementnormalen zurück auf das Beugungselement richtet, und welche gleichzeitig das zweite gebeugte Strahlenbündel ablenkt und als ein zweites rückgeführtes

Strahlenbündel unter dem Einfallswinkel α ^λ +Δα ^λ zur

Beugungselementnormalen zurück auf das Beugungselement richtet, in der Weise, dass die Winkeldifferenzen Δα ^λ und Δβ verschiedene Vorzeichen aufweisen. Trotz der Verwendung nur eines Beugungselements lässt sich für einen bestimmten Teil des Spektrums die Dispersion erhöhen, indem sich die Dispersionseffekte aus beiden Beugungsvorgängen addieren. Die Begrenzung der Winkeldispersion durch die größte zu messende Wellenlänge, die den Furchenabstand des Gitters festlegt, kann somit umgangen werden.

Es ist bevorzugt, dass die Rückführanordnung ein gerade Anzahl von reflektierenden Bauteilen aufweist, die durch ihre aufeinanderfolgenden Reflexionen bewirken, dass die Winkeldifferenzen Δα ^λ und Δβ verschiedene Vorzeichen haben.

Vorzugsweise weist die Rückführanordnung exakt zwei reflektierende Bauteile auf. Dabei ist vorteilhafterweise der Abstand der reflektierenden Bauteile einstellbar. Über den Abstand der reflektierenden Bauteile kann der

Einfallswinkel α ^λ so gewählt werden, dass sich bei der zweiten Beugung am Gitter ein gewünschter Beugungswinkel ß' einstellt.

In einer vorteilhaften Ausführungsform ist das Beugungselement ein reflektierendes Gitter.

Es kann vorgesehen sein, dass die Rückführanordnung wenigstens ein wellenlängendispersives Elemente aufweist, so dass neben dem

Vorzeichenwechsel zwischen Δα ^λ und Δβ zusätzlich eine Winkelaufweitung |Δα ^λ | > |Δβ| eintritt. Je nach Anwendung der Anordnung kann es bevorzugt sein, dass die

Rückführanordnung Wellenlängenteilbereiche innerhalb des Intervalls λ bis λ+Δλ herausfiltert, die nicht auf das Beugungselement zurückgeführt werden.

Es ist vorteilhaft, wenn die Rückführanordnung mindestens ein optisches Element mit gekrümmter Oberfläche aufweist, wodurch eine Divergenz des einfallenden Strahlenbündels und des gebeugten Strahlenbündels korrigiert wird. Unter diesem Gesichtspunkt kann es auch bevorzugt sein, ein

Beugungselement mit sphärischer Oberfläche einzusetzen.

Vorzugsweise ist die Beugungsordnung N gleich 1 oder 2.

Weiterhin vorgesehen ist ein optisches Spektrometer, aufweisend einen Eintrittsspalt, von dem in das Spektrometer einfallendes Licht auf eine zuvor genannte Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht fällt und Detektoren zur Erfassung des von dem Beugungsgitter gebeugten Lichtes. Die Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht weist dabei die vorhergehend

beschriebenen Eigenschaften auf.

In einer bevorzugten Ausführungsform ist das Beugungsgitter konkav und die Detektoren sind auf einem Rowland-Kreis angeordnet.

Bevorzugte Ausführungsformen der Erfindung werden nachfolgend anhand der Zeichnungen näher erläutert. Die Figuren 4 und 5 zeigen nicht die Erfindung, sondern sind nur zur Veranschaulichung gedacht. In allen Figuren sind gleiche oder gleichartige Bauteile mit denselben Bezugszeichen versehen und der Strahlengang wird in den Figuren suggestiv mit Pfeilen gekennzeichnet.

Es zeigen :

Fig. 1 : eine schematische Darstellung eines Spektrometers mit einem

Gitter und einer Rückführanordnung,

Fig. 2 : eine schematische Darstellung einer Rückführanordnung mit zwei

Spiegeln,

Fig. 3 : eine schematische Darstellung einer Rückführanordnung mit

einem planaren und einem konkaven Spiegel, Fig. 4: eine schematische Darstellung einer Rückführanordnung mit einem Spiegel,

Fig. 5 : eine schematische Darstellung einer Rückführanordnung mit drei

Spiegeln,

Fig. 6: eine schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen

Rowland-Kreis-Anordnung eines erfindungsgemäßen OES,

Fig. 7 : eine schematische Darstellung einer weiteren erfindungsg

Rowland-Kreis-Anordnung eines erfindungsgemäßen OES.

Fig. l zeigt eine Dispersionsanordnung mit einem reflektierenden

Beugungsgitter 1. Das Strahlenbündel 2 fällt unter dem Winkel α zur Normalen auf das Beugungsgitter 1 ein. Das Strahlenbündel 2 enthält die beiden

Wellenlängen λ und λ+Δλ > λ. Das Gitter erzeugt in der betrachteten

Beugungsordnung N das Strahlenbündel 3 der Wellenlänge λ unter dem

Beugungswinkel ß sowie das Strahlenbündel 4 der Wellenlänge λ+Δλ unter dem Beugungswinkel β+Δβ > ß.

Eine Rückführanordnung 5 lenkt das Strahlenbündel 3 als Strahlenbündel 6 der Wellenlänge λ unter dem neuen Einfallswinkel α ^λ zurück auf das Gitter. Die Rückführanordnung 5 lenkt gleichzeitig das Strahlenbündel 4 als

Strahlenbündel 7 der Wellenlänge λ+Δλ unter dem neuen Einfallswinkel α +Δα ^λ zurück auf das Gitter. Die Werte α ^λ und Δα ^λ sind durch die Eigenschaften der Rückführanordnung 5 bestimmt. Die zweite Beugung am Gitter erzeugt nun in der betrachteten Beugungsordnung N das Strahlenbündel 8 der Wellenlänge λ unter dem Beugungswinkel β ^λ sowie das Strahlenbündel 9 der Wellenlänge λ+Δλ unter dem neuen Beugungswinkel β ^λ +Δβ\ Das Wellenlängenintervall Δλ erfährt durch die zwei aufeinander folgenden Beugungsvorgänge am Gitter nunmehr die Winkelaufspaltung Δβ\ Nach Gl . l gilt:

Erster Beugungsvorgang Zweiter Beugungsvorgang λ ^■ N/d sina + sinß sina' + sinß'

[λ+Δλ] ^■ N/d sina + sin(ß+Aß) 3ϊη(α ^, +Δα ^λ ) + 3ϊη(β ^λ +Δβ ^λ ) Zur besseren Veranschaulichung der Ergebnisse sei der Fall kleiner Δλ betrachtet. Für Δλ < < λ bleiben die Winkeländerungen ebenfalls klein, sodass die Reihenentwicklungen der Sinus- und Kosinus-Funktionen nach dem ersten Glied abgebrochen werden können : sinx = x, cosx = 1 für x : Δβ, Δα\ Δβ\ Damit folgt für den Beugungswinkel und die Winkeldispersion nach der zweiten Gitterbeugung : β ^λ = aresin (sina + sinß - sina') (Gl .4)

ΔβΥΔλ = N/[d ^■ cosß ^* ] ^■ e mit e = 1 - [ΔαΥΔβ] ^■ [cosaYcosß] , für kleine Δλ (Gl .5)

Nach Gl . 4 kann bei gegebenem α, ß ein gewünschter Beugungswinkel β ^λ durch Wahl des passenden Einfallswinkels α ^λ im zweiten Beugungsvorgang eingestellt werden. Der Multiplikator e in Gl.5 beschreibt die Entwicklung der

Winkeldispersion bei zweimaliger Beugung am selben Gitter gegenüber dem einfachen Beugungsvorgang nach Gl .2. Der Geometriefaktor [cosaYcosß] ist stets positiv. Er nimmt für α ^λ = 0 das Maximum 1/cosß an. Solange die

Winkelbeträge von ß und α ^λ nicht stark voneinander abweichen, bewegt sich der Geometriefaktor nahe 1. Erst für |α ^λ | ->90° wird er deutlich kleiner als 1, bzw. erst für | ß | ->90° deutlich größer als 1. Der Multiplikator e in Gl.5 wird also in erster Linie von Δα ^λ bestimmt.

Die Rückführanordnung 5 in Fig . l bewerkstelligt die Rückführung der

Strahlenbündel auf das Gitter.

Fig.2 zeigt die Rückführung mit zwei Spiegeln 10, 11, die bewirken, dass der Einfallswinkel des Strahlenbündels 7 kleiner als der Einfallswinkel des

Strahlenbündels 6 ist. Es gilt die Bedingung Δα ^λ = - Δβ. Der Multiplikator e von Gl.5 beträgt etwa 2, die Winkeldispersion ist etwa doppelt so groß. Über den Geometriefaktor [cosaYcosß] in Gl.5 ergeben sich bei großen ß sogar Werte e > 2. Mit der zweiten Beugung am Gitter kann also die

Winkeldispersion erheblich angehoben werden. Es ist leicht nachzuvollziehen, dass allgemein eine gerade Anzahl von Spiegelelementen in der Rückführanordnung 5 zu einem Vorzeichenwechsel Δα ^λ = - Δβ führt und sich die Dispersionseffekte aus beiden Beugungsvorgängen deshalb addieren.

Die Rückführanordnung 5 kann neben Spiegeln bzw. reflektierenden Bauteilen auch optische Elemente enthalten, die wiederum selbst eine

Wellenlängendispersion hervorrufen, z. B. Beugungsgitter. Bei geeigneter Orientierung solcher Elemente im Strahlengang innerhalb der

Rückführanordnung tritt zusätzlich zu dem Vorzeichenwechsel zwischen Δα ^λ und Δβ noch eine Winkelaufweitung ein, d .h. |Δα ^λ | > |Δβ| . Die

Winkeldispersion wird also im Verlauf der Strahlrückrichtung mittels der Rückführanordnung 5 bereits angehoben.

Die Rückführanordnung 5 kann optische Filter enthalten, wodurch einzelne Wellenlängen oder ein Teilabschnitt aus dem Wellenlängenintervall λ bis λ+Δλ entfernt werden können und diese nicht mehr auf das Gitter zurückgerichtet werden.

Bisher wurde die zweimalige Beugung in gleicher Ordnung am selben Gitter betrachtet. Es sind jedoch auch weitere Beugungsvorgänge vorstellbar. Hierzu gibt es eine Anzahl i weiterer Rückführanordnungen nach Art der

Rückführanordnung 5, welche die jeweils zuletzt gebeugten Strahlen für den nächsten Beugungsvorgang erneut auf das Gitter zurückrichten. Die

Bedingungen für die Additionen der Dispersionen aus jedem Vorgang lauten analog : Δα, ₊ ι = - Δβ,. Dabei liegt die Winkeldispersion nach dem dritten

Beugungsdurchgang etwa dreimal höher vor als beim einfach gebeugten Spektrum, nach dem vierten Durchgang etwa viermal höher vor, usw.

In der Näherung für kleine Δλ wurde die Gl.5 abgeleitet, wodurch die

Vorgänge sehr anschaulich wurden. Der Übergang von kleinen zu größeren Wellenlängenintervallen Δλ gelingt zwanglos und mit denselben Erkenntnissen. Im gesamten rückgeführten Spektralabschnitt λ bis λ+Δλ gelten die zuvor genannten Bedingungen für die Subtraktion bzw. Addition der

Dispersionsvorgänge.

Bei kleinen Winkelintervallen Δλ liegen die beiden Strahlenbündel 3 und 4 sehr dicht beieinander, ihre Divergenz ist sehr klein. Die Rückrichtung der Strahlenbündel auf das Gitter in Fig. 2 kann mit zwei Planspiegeln erfolgen. Bei großen Wellenlängenintervallen sind die Strahlenbündel jedoch merklich divergent, so dass es vorteilhaft ist, wenn zumindest einer der beiden Spiegel eine gekrümmte Oberfläche aufweist. Fig .3 zeigt beispielhaft den zweiten Spiegel 11 mit gekrümmter Oberfläche. Auf diese Weise werden die vom Gitter eintreffenden divergenten Strahlenbündel 3, 4 durch die Vorrichtung 5 in die konvergenten Strahlenbündel 6, 7 überführt, die in die Mitte des Gitters zurückgerichtet sind. Der gleiche Effekt ließe sich im Übrigen auch mit einer Linse im Strahlengang der Vorrichtung erzielen.

Die Figuren 4 und 5 zeigen nicht die Erfindung, sondern sind nur zur

Veranschaulichung gedacht.

In der Figur 4 weist eine Rückführanordnung 5' einen einzelnen Spiegel 10' auf. Bei dieser Art der Rückführung ist der Einfallswinkel α ^λ des

Strahlenbündels 6' identisch mit dem Beugungswinkel ß des Strahlenbündels 3'. Das Strahlenbündel 4' mit dem größeren Beugungswinkel β+Δβ geht in das Strahlenbündel 7' mit dem größeren Einfallswinkel α ^λ +Δα ^λ über. Es gilt demnach Δα ^λ = Δβ und der Multiplikator e in Gl .4 ist 0. Die Dispersion der zweiten Beugung kompensiert die Dispersion der ersten Beugung vollständig.

Die gleiche Situation liegt vor, wenn die Rückführanordnung 5' aus drei Spiegeln besteht, siehe Figur 5. Hier gilt ebenfalls Δα ^λ = Δβ, im Unterschied zur Anordnung mit einem einzelnen Spiegel (Fig.4) ist hier jedoch α ß. Die Figur 5 zeigt beispielhaft den Fall dass der neue Einfallwinkel α ^λ unterhalb des Beugungswinkels ß liegt. Der Multiplikator e (Gl.4) ist zwar ungleich 0, jedoch deutlich kleiner als 1. Die zweite Beugung verringert also die Dispersion der ersten Beugung beträchtlich. Es ist leicht nachzuvollziehen, dass allgemein eine ungerade Anzahl von Spiegelelementen in der Rückführanordnung 5' dazu führt, dass Δα ^λ und Δβ das gleiche Vorzeichen besitzen und sich die

Dispersionseffekte aus beiden Beugungsvorgängen deshalb subtrahieren.

Die Figuren 6 und 7 zeigen zwei Beispiele für eine erfindungsgemäße

Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht bei Gitterspektrometern. Es ist jeweils das Schema einer Rowland-Kreis-Anordnung eines OES mit einem konkaven Beugungsgitter 16, einem Eintrittsspalt 15 und mehreren Sensoren 17 zur Messung des Spektrums auf dem Fokalkreis (Rowlandkreis), einer Rückführanordnung 5 bestehend aus zwei Spiegeln 18 und 19, welche einen Abschnitt des gebeugten Spektrums zurück auf das Gitter richten, wobei ein Vorzeichenwechsel der Winkeldifferenzen stattfindet, dargestellt.

An dem Zeilensensor 20 am Rowlandkreis, auf den das zweimal am Gitter 16 gebeugte Teilspektrum abgebildet und gemessen wird, liegt, wenn keine Maßnahmen getroffen werden, auch das Spektrum aus dem normalen, einmaligen Gitterdurchgang vor, dass abgetrennt werden muss. Die Figuren 6 und 7 zeigen beispielhaft, dass über die Anordnung der Spiegel 18, 19 der Einfallswinkel α ^λ so gewählt werden kann, dass sich bei der zweiten Beugung am Gitter ein gewünschter Beugungswinkel ß' einstellt.

In dem Ausführungsbeispiel der Fig . 6 ist das Spektrum aus dem 1.

Gitterdurchgang an dieser Stelle so kurzwellig, dass es von einer zur

Einkopplung der Strahlung in das Spektrometer verwendeten Quarzglaslinse geblockt werden kann. Deshalb ist in dieser Anwendung kein Filter vor dem Sensor 20 notwendig, es liegt ausschließlich das Spektrum mit zweimaligem Gitterdurchgang an.

In dem Ausführungsbeispiel der Fig . 7 wird hingegen auf den Zeilensensor 20 ein Filter 20a gesetzt, der das Originalspektrum an dieser Stelle herausfiltert.

Die erfindungsgemäße Anordnung zur spektralen Zerlegung von Licht erlaubt es, einen breiten, ausgedehnten Wellenlängenbereich aufzuspalten, wobei ein Abschnitt des Spektrums eine Winkeldispersion aufweist, die höher ist als die Winkeldispersion im restlichen Wellenlängenbereich. Zudem ist die Anordnung durch den Einsatz eines einzigen dispersiven Elements und der Abbildung des Spektrums auf eine einzige Detektoranordnung, die mehrere

Detektorelemente z. B. Zeilensensoren 17, 20 enthalten kann, kostengünstig und kompakt.