激光燒蝕-吸收光譜測量鈾同位素比實驗研究*

葉浩 黃印博 王琛 劉國榮 盧興吉曹振松? 黃堯 齊剛 梅海平

1) (中國科學院合肥物質科學研究院安徽光學精密機械研究所, 中國科學院 大氣光學重點實驗室, 合肥 230031)

2) (中國科學技術大學研究生院科學島分院, 合肥 230026)

3) (先進激光技術安徽省實驗室, 合肥 230037)

4) (中國原子能科學研究院放射化學研究所, 北京 102413)

鈾同位素比(235U/238U)高精度測量在核能安全領域具有重要的研究意義和應用價值, 本文基于高靈敏度可調諧吸收光譜技術, 結合脈沖激光燒蝕產生等離子體的樣品處理方式, 實現了固體材料中235U和238U鈾同位素比的高精度測量.實驗測量選擇λ = 394.4884 nm/394.4930 nm (vacuum)作為235U/238U分析線, 詳細研究了緩沖氣體及其壓力對激光燒蝕等離子體中鈾原子存在時間的影響.結果表明氦氣作為緩沖氣體更有利于鈾原子吸收光譜測量.實驗獲得了測量鈾原子吸收光譜的最佳測量條件, 并測量了235U含量分別為4.95%, 4.10%, 3.00%, 1.10%和0.25%的五種樣品, 獲得了235U和238U的高分辨率吸收光譜信號.不同含量樣品吸收光譜測量與統計分析表明, 235U吸收信號的線性度良好, 擬合相關系數為0.989, 檢測限為0.033% (3σ),吸收光譜測量重現性優于固定波長法.激光燒蝕結合可調諧吸收光譜技術適用于鈾同位素比測量分析, 在核燃料的同位素快速分析方面有很大的應用潛力.

1 引 言

激光燒蝕(laser ablation, LA)是一種應用廣泛的激光技術, 常用于脈沖激光沉積薄膜生長、納米顆粒制造、激光切割及光譜分析的固體材料采樣等[1-3].在應用于固體材料分析時, 激光燒蝕提供了一種固體材料分析采樣的便捷方式, 即使用高能量的脈沖激光燒蝕處理固體材料, 材料表面的微量樣品迅速升溫氣化形成高溫、高密度、部分電離的等離子體, 同時利用光譜學方法對等離子體中的物理參數進行測量.光譜學測量技術與激光燒蝕等離子的結合, 為固體材料的實時、原位和非接觸式成分分析提供了一種非常有前景的探測方式[4].

激光燒蝕產生的等離子體是一種既可產生輻射又可以吸收輻射的介質, 基于激光燒蝕的發射光譜和吸收光譜均可用于固體材料的成分分析.與發射光譜相結合的探測手段即激光誘導擊穿光譜(laser-induced breakdown spectroscopy, LIBS),具有實驗裝置相對簡單、無需對樣品進行復雜的預處理、需求樣品微量、可實現多元素同時測量分析等優點[5], 在對材料進行定性識別和定量分析方面有重要的應用.近些年來, 研究人員逐漸將其應用于痕量金屬元素檢測, 甚至用于固體材料中鈾及其同位素的測量分析.

鈾的光譜主要集中在紫外和可見光波段, 鈾原子(235U和238U)的同位素位移為1-25 pm, 平均同位素位移約為9 pm[6,7], 故在利用光譜技術測量鈾同位素比(235U/238U)時需具備高光譜分辨率.在采用LIBS技術測量時, 要求檢測儀器即光譜儀的光譜分辨能力(λ/Δλ)優于60000, 因此限制了LIBS技術在鈾同位素比測量方面的應用[4,8,9], 且LIBS技術測量的準確度難以滿足鈾同位素比測量的高精度要求[10].此外, 發射光譜分析一般在等離子體演變早期進行, 此時發射光譜強度較強, 但同時等離子體電子密度和溫度較高, 發射譜線受到多種譜線加寬機制的影響較為嚴重(如斯塔克加寬、多普勒加寬)[4], 使得鈾及其同位素吸收光譜難以區分.因此, LIBS技術并不適用于同位素位移較小的同位素探測分析.

激光燒蝕吸收光譜(laser ablation absorption spectroscopy, LAAS)探測處于等離子體產生后期(冷卻階段)的基態原子吸收躍遷信息, 此時由于等離子體中電子密度和溫度的降低, 斯塔克加寬和多普勒加寬效應對譜線影響減小, 可獲得加寬較小的吸收譜線[11,12].同時, 由于探測激光的線寬極窄, 使用LAAS技術進行探測可實現很高的光譜分辨率, 滿足同位素位移較小的吸收光譜測量要求.此外, 在使用LAAS進行測量時, 其背景噪聲小、信噪比高, 適合進行非接觸式無損光學探測,是進行高分辨率同位素分析的理想探測方法.

由于LAAS技術在金屬材料同位素測量分析方面具有諸多優點, 國外多個大學和研究機構開展了相關研究, 并取得了豐富的研究成果.Quentmeie等[12]采用激光燒蝕單光束二極管激光吸收光譜法測量了固體樣品中235U/238U同位素比, 測量結果的精確度和準確度均約為10%.劉洪濤等[13]在Quentmeier工作的基礎上, 以兩個二極管激光器作為探測光源, 以很小的交叉角(約4°)穿過等離子體, 采用激光燒蝕-雙光束二極管激光原子吸收光譜法測量了235U/238U同位素比, 測量的精確度和準確度分別為5%和2%, 相比單光束檢測法有了很大的改善.雖然雙光束檢測法克服了單光束檢測法無法同時測量235U和238U的不足, 但并不能保證兩束激光完全穿過燒蝕等離子體的同一區域, 從而可能會造成一定的測量誤差.針對上述問題, Miyabe等[14]以一個可調諧外腔半導體激光器作為光源, 采用激光燒蝕吸收光譜法(波長掃描)測量235U/238Uk同位素比, 相對標準誤差為2.5%, 后續又使用類似的實驗裝置進行了Pu同位素測量[15],240Pu同位素分析的相對標準誤差約為6%, 檢測限為120 ppm.Taylor等[16]將激光燒蝕與雙光束差分吸收光譜法相結合, 減少了非共振吸收的關聯噪聲, 首次在標準大氣環境下, 獲得了238U的高信噪比吸收光譜.

圍繞鈾同位素比測量分析, 本文在實驗室前期鋁原子吸收光譜測量工作的基礎上[17], 搭建了一套LAAS鈾同位素比實驗測量裝置, 詳細研究了緩沖氣體及壓力對激光燒蝕鈾等離子體中鈾原子存在時間的影響, 在優化的實驗條件下測量了五種不同樣品(235U含量分別為4.95%, 4.10%, 3.00%,1.10%和0.25%)235U和238U的高分辨率吸收光譜,并分析了鈾同位素比測量的精確度與準確度.

2 測量原理及實驗裝置

2.1 LAAS技術測量原理

如圖1所示, 高能量的激光脈沖在樣品表面激發出等離子體, 探測光平行于樣品表面穿過等離子體后被光電探測器所接收.樣品內相關成分信息可通過檢測經燒蝕等離子體傳輸后的光強變化來獲取.透射光強度與初始光強度之間的關系可用Lambert-Beer定律表示為[4]

圖1 LAAS測量原理示意圖Fig.1.Principle of LAAS.

其中: Ab(λ,t) 是 吸光度, Ab(λ,t)=σ(λ,t)N1(x,t)l ,它是待測元素的吸收截面σ與穿過樣品的路徑長度l以及數密度N1的乘積; N1是在較低能量狀態下相互作用粒子的數密度, 是沿著視線的位置x和測量時間的函數; I(t)是在時間t入射在探測器上的探測光強度; I0是在無等離子體產生時探測光的強度.根據吸光度與粒子數密度的關系, 在獲得235U和238U的吸收光譜后可反演得到235U和238U的濃度, 從而計算得到鈾同位素比(235U/238U).

2.2 實驗裝置

圖2 為實驗室搭建的LAAS實驗裝置.探測光源為可調諧外腔半導體激光器(Toptica, DL-Pro型), 光源波長可通過轉動調節激光器內部光柵的角度進行粗調, 并可通過設置輸入電流和溫度進行精細調節, 波長可調諧范圍為2 nm (393.5-395.5 nm),可完成掃描寬度范圍約20 GHz的單模無跳模穩定掃描.激光器輸出波長由波長計(Highfinesse,WS6-200型)進行實時監測.

圖2 LAAS實驗裝置簡圖Fig.2.Schematic diagram of the experimental setup of LAAS.

燒蝕光源為Nd:YAG脈沖激光器, 輸出的脈沖激光光束經焦距為150 mm的聚焦透鏡后進入到密閉樣品池并垂直入射到樣品表面, 樣品表面的激光光斑直徑約為500 μm.聚焦透鏡安裝在一個縱向位置(沿燒蝕激光脈沖傳播方向)可精密調節的一維平移臺上, 調整透鏡位置使激光束焦點在樣品表面下方1 mm處, 等離子體原子化程度及吸收信號信噪比隨聚焦點位置而變化, 根據研究表明此聚焦點位置最適合進行吸收光譜測量[18].為確保每一個激光脈沖入射到樣品的不同位置, 樣品池安裝在一個三軸精密電動位移平臺上, 可避免多次燒蝕相同位置產生燒蝕坑, 以保證在相同的實驗條件下進行測量.在調整探測光到樣品表面的距離時,為保持激光光束聚焦位置不變, 聚焦透鏡和樣品的位置需要同時進行調整.在實驗之前對樣品表面進行機械拋光, 然后用丙酮對樣品表面進行處理.實驗時, 樣品池由機械泵抽至真空, 實驗時可保持真空狀態或是充入不同的緩沖氣體, 樣品池內壓力可在10-105Pa范圍內調整.

探測光經透鏡聚焦至激光燒蝕產生的等離子體區域的中心, 并平行于樣品表面穿過等離子體區域.探測光穿過等離子體區域后, 經透鏡聚焦至光電探測器上.為減少等離子體自身輻射和燒蝕激光散射等背景噪聲的影響, 將帶通濾光片和陷波濾光片放置在光電探測器之前.光電探測器的輸出信號分為兩路: 一路連接至數字示波器進行實時信號監測分析, 亦可用于實驗光路的分析調整; 另一路連接至高速數據采集卡后再與計算機相連接.采集卡同步采集燒蝕激光器調Q觸發信號, 光譜信號的采集和處理由自行編寫的LabVIEW程序完成.實驗裝置關鍵器件參數如表1所示.

表1 LAAS實驗裝置關鍵器件參數Table 1.Key device parameters of LAAS experimental device.

3 結果與討論

3.1 235U和238U分析線的選擇

鈾原子的能級躍遷較為復雜, 在紫外-可見光譜范圍內存在來自約1600個能級的約92000個UⅠ和UⅡ的躍遷[4].因此, 在進行鈾同位素分析時, 需要選擇合適的能級躍遷.本實驗采用極窄線寬(100 kHz)的外腔半導體激光器作為探測光源,完全滿足實驗測量同位素分辨能力的要求.在進行同位素分析時, 選擇合適的分析線相當重要, 主要考慮了三個方面的因素: 1)選擇的吸收譜線波長應有相應合適的半導體激光器提供, 且相對容易獲得; 2)選擇同位素位移相對適中的譜線, 太小不易分辨, 太大會導致單個光源波長掃描范圍無法完整覆蓋兩個吸收峰(235U和238U); 3)選擇相對較為靈敏的譜線, 即gf值相對較大的譜線[19], 其中g是光譜項值(term value), f是振子強度(oscillator strength), 以提高實驗測量分析的靈敏度, 獲得高信噪比光譜信號.譜線的gf值可在光譜數據庫及相關文獻中查詢獲得.

根據原子光譜數據庫和相關文獻資料[14,20], 實驗選擇235U和238U位于紫外波段的兩個吸收線(λ = 394.4884 nm/394.4930 nm)作為分析線.在實驗時, 當探測光的波長調諧至235U/238U的共振波長附近時, 探測光的透過率開始減小, 圖3(a)為將探測光波長固定在238U吸收線(λ = 394.4930 nm)時的等離子體時間透過率測量結果.隨著探測激光波長在235U/238U共振波長附近不斷掃描, 探測光通過每個脈沖激光燒蝕等離子體的時間分辨透過率信號便被記錄下來, 然后在固定的延遲時間獲取等離子體透過率值, 在脈沖激光持續激發等離子體的過程中(此時頻率值也是唯一對應的), 進行連續地波長掃描, 每一個脈沖對應一個頻率并同步獲得一個透過率值, 將每一個脈沖點獲得的透過率值連接起來即可得到235U/238U的吸收光譜, 如圖3(b)所示.

圖3 (a)等離子體透過率測量; (b)實驗測量的235U/ 238U吸收光譜Fig.3.(a) Plasma transmittance measurement; (b) measured absorption spectrum of 235U/ 238U.

3.2 等離子體演化特性分析

脈沖激光與物質相互作用產生的等離子體及其后續演變涉及一系列復雜的動力學過程, 燒蝕材料的性質、所處燒蝕環境中緩沖氣體及壓力狀況、燒蝕激光波長和能量大小等因素都影響著等離子體的產生及后續演變.激光燒蝕等離子體從產生、膨脹到冷卻、消逝的過程中, 激光與材料相互作用使激光能量部分轉化為從樣品表面噴射粒子的動能, 這也導致了隨后產生的等離子體迅速向外部膨脹, 等離子體中包含的大量微觀粒子(包括電子、原子、離子和團簇等)之間會產生非常復雜的相互碰撞和物理化學反應過程, 同時產生較寬范圍的光輻射, 并隨時間不斷變化, 對該動態變化過程進行詳細分析是獲得理想吸收光譜信號的前提.

3.2.1 緩沖氣體和壓力對等離子體演化特性的影響

緩沖氣體及其壓力是影響激光燒蝕等離子體演化特性的重要因素, 本實驗以UO2樣品為燒蝕靶, 詳細研究了不同緩沖氣體及其壓力對燒蝕等離子體存在時間的影響.在樣品池內分別充入不同的緩沖氣體(He, Ar, N2), 并保持壓力在10 kPa, 將探測光波長固定在238U吸收線(394.4930 nm)處測量了探測光穿過等離子體透過率隨時間的變化情況, 如圖4所示.從圖中可以看出, 在測量起始階段, 偶爾會出現的一些波動是等離子體自發輻射經過濾光片后的殘余輻射造成的.

圖4 不同環境氣體下測量結果比較(Air, He, Ar, N2)Fig.4.Comparison of measurement results under different ambient gases (Air, He, Ar, N2).

由圖4可知, 在相同的壓力下(10 kPa), 充入實際大氣時, 激光燒蝕等離子體中鈾原子的持續時間約為10 μs(等離子體透過率從100%開始減小后又恢復到100%的過程), 在純氦氣環境下約為34 μs, 在純氬氣環境下約為15 μs, 在純氮氣環境下約為16 μs.顯然, 加入緩沖氣體后, 等離子體的持續時間都有所延長, 且不同緩沖氣體延長時間不相同, 氬氣和氮氣環境下持續時間大致相當, 氦氣環境下持續時間顯著加長, 氦氣是氬氣和氮氣環境下的2倍左右.這是由于等離子體在真空環境中是自由膨脹的, 溫度和密度等參數隨時間快速衰減,緩沖氣體的存在可通過調節溫度和密度等參數來幫助延長等離子體壽命.此外, 充入緩沖氣體后,降低了鈾原子和空氣中的氧氣的結合, 也進一步提高了鈾原子的壽命.加入緩沖氣體會限制等離子體的膨脹速度, 且不同的緩沖氣體對等離子體內部粒子運動的約束能力不同.根據Miyabe等[21]的研究, 由于He比Ar和Xe具有較高的電離能, 在緩沖氣體為He的燒蝕環境中, 激光燒蝕等離子體的電子數密度相對較低, 可減少斯塔克加寬效應的影響, 從而獲得較窄的吸收譜線.對于實驗測量來說,通過改變樣品池內燒蝕環境, 可改變等離子體的演化特性, 從而創造較為適宜的光譜測量條件.

在不同燒蝕環境下, 緩沖氣體壓力變化對于等離子中鈾原子存在時間的影響也有差異.實驗測量了不同燒蝕環境下樣品池內壓力變化對等離子存在時間的影響, 如圖5所示.當樣品池內壓力在4-10 kPa范圍內變化時, 在大氣環境下, 等離子體演化過程中持續時間受壓力變化影響顯著(～1 μs/kPa), 而在氦氣、氬氣、氮氣作為緩沖氣體時, 等離子體持續時間相對穩定, 相對標準誤差(relative standard deviation, RSD)分別為4.45%,5.28%, 4.42%, 即此時壓力變化對等離子體演化過程影響較小.

圖5 不同燒蝕環境下等離子體持續時間隨樣品池內壓力的變化Fig.5.The persistence of ablation plasma changes with pressure.

由此可見, 緩沖氣體的加入很大程度地減緩了等離子體的膨脹速度, 對內部粒子的運動具有顯著的限制作用, 增加了等離子體中鈾原子在測量激光光束中的滯留時間, 同時也減少了樣品池內壓力變化對等離子體持續時間的影響.因此, 穩定緩沖氣體的存在, 以及保持樣品池內穩定的燒蝕環境對于開展等離子體吸收光譜測量非常有必要.為了保持足夠的采樣延時, 增加數據采集延時的選擇范圍,以及獲得較窄的吸收譜線, 使用氦氣作為緩沖氣體相對較好.同時為了減小多普勒加寬效應對吸收光譜線寬的影響, 實驗應在低壓環境下進行, 實驗時樣品池內壓力設置為4 kPa.

3.2.2 多普勒頻移效應影響分析

在緩沖氣體存在的燒蝕環境下, 激光燒蝕樣品靶產生的等離子體在向外膨脹過程中受到緩沖氣體的阻力, 膨脹速度受到限制, 向外部膨脹的等離子體成一個半球形, 就像活塞一樣不停地推動和壓縮其外部的緩沖氣體, 等離子體邊緣與緩沖氣體之間的交界處(contact layer)出現嚴重密度堆積, 大量粒子聚集在此處, 從而在等離子體膨脹邊緣處形成激波(shockwave), 隨后等離子體持續膨脹, 直至來自緩沖氣體的壓力與等離子體羽流的壓力相匹配.等離子體在緩沖氣體中膨脹的簡易模型如圖6所示, 此模型未考慮等離子體內部的離子化和輻射效應.按照激波模型, 該激波距離樣品表面的徑向距離R隨時間t的關系可表述為[22,23]:

圖6 等離子體膨脹簡易模型示意圖Fig.6.Simple model of plasma expansion.

其中: ξ為比例常數, 對于空氣環境ξ = 1; E是激波的動能和等離子體的熱能之和; n是與激波波面的對稱性相關的物理量; ρ是不受擾動時環境氣體的密度.

在探測光平行于樣品表面穿過等離子體的光通道中, 燒蝕產生粒子可劃分為不同的兩部分, 這兩部分粒子具有相反方向的膨脹速度, 如圖6探測光通道中箭頭所示.如果粒子橫向(沿探測光傳播方向)膨脹速度足夠大, 由于這兩部分的多普勒頻移是相反的, 這將會在吸收線中心處出現吸收強度的減小, 造成吸收峰的分裂.圖7為在緩沖氣體為He、壓力為4 kPa、探測高度為1.5 mm的實驗條件下, 測量獲得的不同采樣延時的238U吸收光譜.由圖可知, 在等離子體演化早期, 多普勒頻移效應對238U吸收光譜影響嚴重, 吸收峰分裂現象顯著,隨著時間的延長, 多普勒頻移效應的影響逐漸減小, 延長到3 μs時影響可忽略.因此, 在進行238U吸收光譜測量時, 采樣延時小于3 μs易產生誤判,并不適合進行238U吸收光譜測量, 選擇采樣延時在3 μs之后開展實驗測量較為適宜.

圖7 不同采樣延時的238U吸收光譜Fig.7.Absorption spectra with different sampling delays.

3.3 不同含量樣品實驗測量結果

在上述實驗的基礎上, 進行多次測試, 并進一步優化實驗參數, 增強吸收信號的強度和穩定性,在優化實驗條件(具體實驗參數如表2所示)下開展了五種不同鈾樣品(235U含量分別為4.95%,4.10%, 3.00%, 1.10%和0.25%)等離子體吸收光譜的實驗測量, 測量結果如圖8所示.實驗時探測激光器的波長掃描范圍為20 GHz, 單個光譜掃描時間為50 s(0.02 Hz).之所以采用較低的波長掃描頻率, 是由于探測激光進行波長掃描時, 使用的是高壓掃描激光器內部的壓電陶瓷, 提高掃描頻率易導致激光器發生跳模, 影響吸收光譜測量.

圖8 不同含量樣品235U/238U吸收光譜Fig.8.235U/238U absorption spectra of samples with different concentration.

表2 實驗參數設置Table 2.experimental parameter setting.

從圖8中可以清晰地分辨出235U和238U的吸收線,238U的吸收光譜是單峰結構, 而235U表現出雙峰結構.235U的雙峰結構是由于235U原子共振躍遷處存在超精細結構(hyperfine structure, HFS),而238U吸收線處不存在超精細結構, 這與其核自旋角動量大小有關[4].由于HFS的存在, 在同等實驗條件下,235U相比于238U具有更寬的吸收光譜.同時, 對實驗獲得的235U和238U吸收光譜進行Voigt線型擬合, 結果如圖9所示(部分結果), 擬合曲線與實驗測量吸收譜線符合程度較好.但238U吸收峰處存在些許與擬合曲線不一致的情況, 這是多普勒頻移效應殘余的影響和一定的噪聲存在導致的.雖然實驗時采樣延時為4 μs, 一定程度上避免了多普勒頻移效應的影響.但除采樣延時以外, 多普勒頻移效應還與緩沖氣體及壓力、探測高度、燒蝕激光能量等實驗參數有關, 下一步將對多普勒頻移效應進行更加詳細的研究, 以進一步優化實驗參數, 減少多普勒頻移效應的影響.而進行實驗測量結果分析時, 需要的是235U和238U的同位素比值, 計算比值在一定程度上也可減少238U的強吸收對235U分析造成的影響.

圖9 不同含量樣品235U/238U吸收光譜及Voigt線型擬合光譜, 擬合曲線下部為擬合殘差圖Fig.9.235U/238U absorption spectra and Voigt fitting spectra of samples with different concentration, the lower part of the fitted curve is the fitted residual graph.

3.4 235U和238U吸收光譜數據分析

在實驗測量時, 對每個標準樣品均進行了20次獨立的235U吸收光譜測量, 并通過平均處理減少實驗測量過程中吸收光譜不穩定性對測量精度的影響.對測量結果進行線性擬合, 建立了235U含量與吸收強度的定標曲線, 如圖10所示.由定標曲線可知,235U含量和吸收強度具有很好的線性度,擬合相關系數為0.989.

圖10 235U豐度與吸收強度的定標曲線Fig.10.Calibration curve of 235U abundance and absorption intensity.

LAAS實驗裝置對235U含量的檢測限(the limit of detection, LOD)可通過下式來計算[15]:

其中, σBG為吸收譜線背景強度的標準偏差, k為基于3σBG的吸收強度與濃度的轉換系數.

對1.10%樣品235U/238U吸收光譜進行分析(圖11所示), 將偏離235U/238U吸收線的光譜數據作為吸收譜線背景, 可得σBG為5.8 × 10-4, 基于3σBG的吸收強度與濃度的轉換系數k可計算為0.0572/1.10%, 利用(3)式可得235U含量的檢測限LOD約為0.033%(3σ).

圖11 1.10%樣品235U/238U吸收光譜及Voigt線型擬合光譜Fig.11.235U/238U absorption spectrum and Voigt fitting spectrum of 1.10% sample.

吸收光譜多次測量過程中信號的穩定性對于實驗裝置同位素比測量精確度影響很大.實驗中對4.95%樣品的235U/238U吸收光譜信號穩定性進行研究, 如圖12所示, 在獨立的10次完整光譜測量中,238U,235U,235U/238U信號的RSD分別為2.054%, 2.152%, 0.524%.與文獻[13]中采用激光燒蝕-雙光束二極管激光吸收光譜法的測量結果(其分析樣品是235U含量為0.714%的樣品, RSD約為5%)相比, 重現性更好, 這也表明了波長掃描模式相對于固定波長光譜測量的優勢, 即波長掃描模式在一定程度上降低了不同燒蝕脈沖間能量波動對光譜測量的影響, 吸收光譜信號表現更為穩定.

圖12 235U/238U吸收光譜信號穩定性研究Fig.12.Study on the stability of 235U/238U absorption spectrum signal.

將4.95%樣品235U/238U的吸收光譜數據作為參考數據, 對其他三種樣品的吸收光譜(圖9所示)數據進行誤差分析, 每種樣品的光譜數據均進行了20次的獨立測量后平均處理, 獲得三種樣品235U/238U同位素比的測量誤差分別為2.48%, 1.15%,5.92%.對于低含量的樣品測量誤差相對偏大, 后續需針對低含量樣品繼續進行實驗參數優化處理,進一步提高測量準確度.

4 結 論

使用Nd:YAG脈沖激光器燒蝕樣品產生等離子體, 將激光燒蝕和吸收光譜技術相結合, 采用LAAS技術詳細研究了緩沖氣體及其壓力對激光燒蝕等離子體中鈾原子存在時間的影響.不同的緩沖氣體對等離子體內部粒子運動的約束能力不同,導致等離子體的縱向(垂直于樣品表面方向)膨脹速度有所差異, 加入緩沖氣體可降低壓力變化對等離子體演變過程的影響, 綜合考慮選擇氦氣作為緩沖氣體更有利于鈾原子吸收光譜的測量.選擇λ =394.4884 nm/394.4930 nm作為235U/238U分析線,在優化實驗條件測量了不同樣品(235U含量分別為4.95%, 4.10%, 3.00%, 1.10%和0.25%)235U和238U的高分辨吸收光譜, 并建立了235U含量與吸收強度的定標曲線,235U含量和吸收強度具有很好的線性度, 擬合相關系數為0.989, 檢測限約為0.033%(3σ), 吸收光譜測量重現性優于固定波長法.誤差分析結果表明對于低含量樣品實驗測量誤差相對偏大, 仍需進一步優化實驗參數.LAAS技術適用于鈾同位素比測量分析, 在核燃料的遠程實時同位素分析方面有很大的應用潛力.后續將進一步優化實驗相關參數, 提高實驗測量準確度, 以期獲得更好的測量結果.