2.4　原子光譜分析基礎

物質都是由原子、分子或離子構成的，因此光譜可分為原子光譜（包括離子光譜）和分子光譜。我們已經知道，原子中的電子所處的能量狀態代表了原子處于某一狀態時的能量。原子在不同狀態下的能量可以用能級圖形象地表示出來，圖2-1就是氫原子的能級圖，縱坐標表示原子的能量，原子存在的能級用水平線畫出，任何兩條水平線之間的垂直距離，表示兩個能級間的能量差。由圖看到，原子的能級是量子化的，當能量逐漸增大時，能級之間的能量差減小。如果原子處在特定波長的光的照射下，原子外層的電子就可以從基態躍遷到激發態，這時原子就會吸收這種波長的光子，產生吸收光譜。而被光、熱、電等輻射激發的原子，處在不穩定的較高能量狀態，當它躍遷到較低的能量狀態時，就會釋放出多余的能量，此能量以輻射的形式表現出來，就形成了發射光譜。

由于原子能級的量子化，因而使得原子光譜（不論吸收光譜還是發射光譜）都具有了線狀光譜的特征。由圖2-1看出，氫原子從各種不同的高能級躍遷到同一個低能級，發射出一系列譜線，并組合成為各個線系，如賴曼系、巴爾末系、帕邢系、布喇開系、封特系等。下面我們具體討論有關原子發射光譜和原子吸收光譜的基本內容。

2.4.1　原子吸收光譜分析基礎

1.原子吸收光譜的產生

在一般情況下，原子最外層電子處于最低的能級狀態，整個原子也處于最低的能級狀態——基態。基態原子的外層電子得到能量以后，就會發生從低能態向高能態的躍遷，這個躍遷所需的能量為原子中的電子能級差ΔEe，當有一能量等于ΔEe的這一特定波長的光輻射通過含有基態原子的蒸氣時，基態原子就會吸收該輻射的能量而躍遷到激發態，而且是躍遷至第一激發態，人們把基態原子躍遷到第一激發態所吸收的譜線，稱為這種原子的共振線。不同元素的原子具有不同的共振線，這是用原子吸收分光光度法進行定性分析的基礎。

基態原子A°在吸收了特定波長的輻射后，就躍遷到了激發態，即：

A°+hv→A*（A°、A*分別表示基態和激發態原子）

能級差ΔEe的計算如式（2-37）：

由于原子光譜的產生是原子外層電子（光電子）能級的躍遷，所以其光譜為線狀光譜，光譜位于紫外和可見光區，其躍遷可用光譜項符號表示。如前所述，基態Na原子吸收了589.0nm及589.6nm的共振線以后發生如下的躍遷：3S（2S1/2）→3P（2P3/2）、3P（2P1/2）。

在化學物質的分析，特別是進行元素分析時，若能用簡單、有效的方法將樣品中的待測元素原子化，那么根據前面的討論，讓各種元素的共振線通過這些原子，若某元素的共振線被吸收，就可以證明樣品中含有某種元素，這就是現代原子吸收光譜分析的理論基礎。

現在使用的原子吸收分光光度計，有特別的裝置——原子化器，可以將待測元素的原子變成原子蒸氣。在這種原子蒸氣中，還需要考慮基態原子數與激發態原子數的比值，因為只有基態原子才能吸收共振輻射，若原子蒸氣中激發態的原子數目較多，不僅分析的靈敏度會降低，而且有可能會使定量分析無法實現。

所幸的是，在一般的原子吸收分析條件下，基態原子數目近似等于總原子數，這可以從統計熱力學原理得出。統計熱力學指出，在一定溫度下的熱力學平衡體系中，基態與激發態的原子數目之比遵循波爾茨曼分布定律，如式（2-38）：

式中，Ni和N0分別為激發態和基態的原子數（密度）；gi和g0為激發態和基態原子能級的統計權重，它表示能級的簡并度；Ei為激發能；K為波爾茨曼常數，其值為1.38×10-23J/K；T為溫度。

從上式可以計算在一定溫度下各種元素的Ni/N0值。在原子吸收光譜儀的原子化器中，溫度一般在2000～3000K之間，Ni/N0在10-3～10-15之間。表2-2列出幾種元素在不同溫度下Ni/N0的值。

從式（2-38）及表2-2都可以看出，溫度愈高，Ni/N0愈大，且按指數關系變大；激發能（電子躍遷級差）愈小，吸收波長愈長，Ni/N0也愈大。盡管有如此變化，但是在原子吸收光譜法中，原子化溫度一般小于3000K，大多數元素的共振線波長都低于600nm，Ni/N0值絕大多數在10-3以下，激發態的原子數不足基態的千分之一，因此激發態的原子數在總原子數中可以忽略不計，即基態原子數近似等于總原子數。

2.原子吸收譜線的輪廓

由于原子能級的量子化，原子吸收所產生的應該是線狀光譜，但并不是幾何意義上的“線”，而是具有一定頻率或波長范圍的“譜帶”，不過這種“譜帶”的帶寬非常小。根據量子力學計算，在沒有外界因素影響時，原子吸收光譜的譜帶寬度應該只有10-5nm數量級，即使在實際的原子吸收分析中，譜線的寬度也只有10-3nm數量級。因此，同樣可以說明，在原子吸收過程中，透射光的強度隨入射光的波長而變化。若用一定強度、不同頻率的光照射原子蒸氣，并測定不同頻率的透射光強度，然后以頻率為橫坐標、透射光強度為縱坐標作圖，就得到圖2-2。

由圖2-2看出，在v0處，透射光強度最小，即吸收最大。因此，在v0頻率處為基態原子的最大吸收。若以吸收系數Kv對頻率v作圖，得到圖2-3。

圖2-3的曲線形狀稱為吸收線的輪廓。原子吸收線的輪廓用譜線的中心頻率（或中心波長）和半寬度兩個物理量來表征。在頻率v0處，Kv有極大值K0，K0稱為峰值吸收系數或中心吸收系數，v0稱為中心頻率，中心頻率由原子能級所決定。吸收系數Kv等于峰值吸收系數K0的一半（即Kv=K0/2）時，所對應的吸收輪廓上兩點間的距離稱為吸收峰的半寬度，用Δv（或Δλ）表示。v0表明吸收線的位置，Δv表明了吸收線的寬度，因此，v0及Δv可表征吸收線的總體輪廓。原子吸收線的Δv約為0.001～0.005nm。

3.譜線變寬的原因

原子吸收譜線的自然寬度，應該在10-5nm數量級，而在實際的原子吸收分析過程中，得到的吸收譜線寬度在10-3nm數量級，譜線明顯變寬，近代物理學認為使譜線變寬的主要因素有以下幾個。

（1）熱變寬

熱變寬是由于原子的熱運動引起的。物理學的多普勒效應指出，一個運動方向朝向觀察者（檢測器）的原子所發射出的光，則觀測到光的頻率比靜止原子所發出光的頻率要高；反之，一個運動方向背向觀察者（檢測器）的原子所發射出的光，則觀測到光的頻率較靜止原子所發出光的頻率要低。由于原子的熱運動是無規則的，所以在朝向或背向檢測器的方向上總有一定的分量，因此檢測器接收到光的頻率（波長）總會有一定的范圍，即譜線產生變寬，這就是熱變寬，或稱多普勒變寬，用ΔvD（或ΔλD）表示，ΔvD（或ΔλD）的計算公式如式（2-39）、式（2-40）：

式中，v0、λ0為譜線的中心頻率、中心波長，c為光速，R為摩爾氣體常數，T為熱力學溫度，Ar為相對原子量。可見ΔvD或ΔλD隨溫度的升高及相對原子質量的減小而變大。對于大多數元素來說，多普勒變寬約為10-3nm數量級。

多普勒變寬的頻率分布與氣態原子熱運動分布是相同的，具有近似的高斯分布，所以多普勒變寬時，中心頻率v0不變，只是兩側對稱變寬，但Kv值小，所以對吸收系數的積分值無影響。

（2）壓力變寬

壓力變寬是由于微粒間相互碰撞的結果，因此也稱為碰撞變寬。吸光原子與蒸氣中的原子或其他粒子相互碰撞可能引起能級的微小變化，而且也使激發態原子的平均壽命發生變化，導致吸收線的變寬，這種變寬與吸收區氣體的壓力有關，壓力變大時，碰撞的幾率增大，譜線變寬也變大。根據與其碰撞粒子的不同，又分為勞倫茲（Lorents）變寬和赫爾茲馬克（Holtsmark）變寬兩種。

勞倫茲變寬是由吸光原子與其他外來粒子（原子、分子、離子、電子）相互碰撞時產生的，勞倫茲變寬用Δvv表示，如式（2-41）：

式中，NA為阿佛加德羅常數，σ為橫截面積，P為壓力，R為氣體常數，T為熱力學溫度，A、M分別為被測元素和外來粒子的相對原子量。

赫爾茲馬克變寬是指和同種原子碰撞所引起的變寬，也稱為共振變寬。當被測元素的濃度較高時，同種原子的碰撞機會才會變大。在一般的原子吸收分析中，由于所分析元素的濃度都比較低，所以共振變寬通常可以忽略。因此，壓力變寬主要是勞倫茲變寬。

壓力變寬與熱變寬具有相同的數量級，也可達10-3nm，且數值上也很接近。應該注意的是，壓力變寬與熱變寬最大的區別在于可使中心頻率發生位移，且使譜線輪廓變的不對稱，這樣，會使光源發出的共振線與基態原子的吸收線產生錯位，影響原子吸收光譜分析的靈敏度。

（3）自吸變寬

一般原子吸收光譜儀的光源是空心陰極燈，在原子吸收測量中，空心陰極燈發射的共振線有可能被燈內同種基態原子所吸收，從而導致與發射光譜線類似的自吸現象，使譜線的半寬度變大，這種由自吸現象而引起的譜線變寬稱為自吸變寬。空心陰極燈工作時，電流愈大，產生的熱量愈大，由于有些陰極元素容易受熱揮發，這就使陰極被濺射出的原子也愈多，有的原子沒被激發，所以陰極周圍的基態原子也愈多，使自吸變寬就愈嚴重。關于空心陰極燈的工作原理，在以后的章節中將要重點討論。

（4）場改變寬

由于磁場或電場的存在使譜線變寬的現象，稱為場改變寬。根據原子結構的知識，我們知道，若將光源置于磁場中，則原來表現為一條的譜線，會分裂成為兩條或兩條以上的譜線（2J+1條，J為光譜線符號中的內量子數），這種現象稱為塞曼（Zeeman）效應。若磁場影響不是很大，分裂后的譜線的頻率差就較小，此時若儀器的分辨率又高，那么觀察到的就不是明顯的幾條分立的譜線，而是一條寬的譜線；光源在電場中也能產生譜線的分裂，當電場不是十分強時，也表現為譜線的變寬，這種變寬稱為斯塔克（Stark）變寬。

在影響譜線變寬的因素中，主要是熱變寬和壓力變寬（主要是勞倫茲變寬），其數量級都是10-3nm數量級，構成了原子吸收譜線的基本寬度。

4.積分吸收和峰值吸收

前已述及，原子吸收譜線具有一定的寬度，但數量級僅為10-3nm，如果我們用一般方法獲得入射光源（如用分光元件從復合光中分出單色光），無論分光元件的分辨率多高，得到的光相對于原子吸收輪廓而言，都不能說是單色的，在這種條件下，光吸收定律就不能適用。因此必須尋求一種新的理論或新的技術來解決原子吸收的測量問題，積分吸收和峰值吸收的概念就是為此而提出的。

（1）積分吸收

在吸收輪廓的頻率范圍內，吸收系數Kv對于頻率的積分，如圖2-4所示。

吸收曲線下的面積，稱為積分吸收系數，簡稱為積分吸收。由圖看出，它實際上表示了吸收的全部能量。統計力學可以證明：積分吸收與原子蒸氣中吸收輻射的基態原子數成正比，可如式（2-42）表達為：

式中，e為電子的電荷，m為電子的質量，c為光速，N0為單位體積內基態原子數，f為振子強度，即能被入射光激發的每個原子的平均電子數，它正比于原子對特定波長輻射的吸收幾率。表2-3列出了一些元素的振子強度。

續上表

在一定條件下，為常數，用K表示，則如式（2-43）可表達為：

∫Kvdv=KN0　　　　（2-43）

該式為原子吸收光譜分析的重要理論依據。在原子化器的平衡體系中，N0正比于試樣中被測物質的濃度。因此，若能測定積分吸收，則可以求出被測物質的濃度。但是，在實際工作中，要測量出寬度僅為10-3nm數量級的原子吸收線的積分吸收，需要分辨率極高的色散儀器，如對于波長為430nm的譜線，分辨率要求達到5×105，如此高分辨率的色散元件，從技術上來講是很難實現的。也正因為如此，使得人類在發現原子吸收現象以后的100多年間，一直未能在分析上得到實際應用。

（2）峰值吸收

吸收線輪廓中心頻率處的吸收系數K0，稱為峰值吸收系數，簡稱為峰值吸收。1955年瓦爾西（WalshA）提出，在溫度不太高的穩定火焰條件下，峰值吸收系數K0與火焰中被測元素的原子濃度N0成正比。在通常原子吸收的測量條件下，峰值吸收系數可如式（2-44）表示為：

線的輪廓主要取決于熱變寬（即多普勒變寬）ΔvD，這時吸收系數Kv可如式（2-45）表示為：

將上式對頻率v積分，得式（2-46）：

代入積分吸收式（2-42），得式（2-47）：

由此可以看出，峰值吸收系數K0與原子濃度成正比，只要能測出K0，就可以得到N0。這個結果是原子吸收的理論基礎。

5.峰值吸收的測量

根據前面的討論，要運用原子結構的知識和物質與電磁輻射相互作用的規律，用測量原子吸收光譜的方法實現分析的目的，必須在實踐上測出積分吸收系數或峰值吸收系數。如果要測出積分吸收系數，分光元件的分辨率必須達到5×105，這很難實現。因而人們回過頭來研究峰值吸收與待測物質濃度之間的關系，最后利用銳線光源，通過測量峰值吸光度，完美地解決了這個問題。

在吸光分析法中，能夠測量的物理量是吸光度或透射率。當一束強度為I0的某一波長的輻射通過均勻的原子蒸氣時，若原子蒸氣層的厚度為l，則根據吸收定律，其透射光的強度I=I0exp（-K0l），若在峰值吸收處的透射光強度為、峰值吸收處的吸光度為（也稱為峰值吸光度）則如式（2-48）、式（2-49）：

將峰值吸收系數K0代入式（2-49），得式（2-50）：

在原子吸收測量條件下，如前所述，原子蒸氣中基態原子的濃度N0基本上等于蒸氣中原子的總濃度N，而且在實驗條件一定時，被測元素的濃度c與原子化器的原子蒸氣中原子總濃度保持一定的比例關系，N=αc，其中α為比例常數，所以可得到式（2-51）：

當實驗條件一定時，各有關參數均為常數，所以峰值吸光度如式（2-52）可表達為：

式中，K為常數。 簡寫為A，我們得到式（2-53）：

A=Kc　　　　　（2-53）

式（2-53）說明，在原子吸收分析中，峰值吸光度與樣品溶液中待測元素的濃度成正比。這個簡單的式子，使得用原子吸收方法進行實際分析工作成為可能，它是原子吸收測量的基本關系式，解決了原子吸收測量的理論問題。

至此我們看到，在原子吸收光譜法中，如果能夠準確測量出峰值吸光度，就能實現定量分析，但如何實現峰值吸光度的測量呢?瓦爾西在1955年就解決了這個技術問題，他提出用銳線光源來測量峰值吸光度。所謂銳線光源是指能發射出半寬度很窄的輻射線的光源。要實現峰值吸光度的測量，其銳線光源必須滿足式（2-54）、式（2-55）：

Δv0?Δv吸　　　　（2-54）

Δv0入=Δv0吸　　　　（2-55）

即光源發射的入射光的半寬度必須遠遠小于原子吸收線的半寬度，同時入射光線和吸收線的中心頻率必須一致，如圖2-5所示。

這樣，只要有滿足如上要求的光源，原子吸收的測量問題就全部解決了。空心陰極燈的出現，解決了這個問題。

最后我們得出結論：只要所討論的體系是一個溫度不太高（T<4000K）的局部熱平衡體系，吸收介質均勻且光學厚度不太大，我們就可以利用空心陰極燈作為輻射源，通過測量被測元素原子的峰值吸光度，達到定量分析的目的。

6.原子吸收分析的特點

原子吸收分析與其他物理化學分析法如光譜、極譜、分光光度等比較，有一些突出的特點，主要有：

（1）靈敏度高

一般而言，原子吸收分析的靈敏度比較高。如果用火焰原子化法，靈敏度在ppm級以上，少數元素可達ppb級；若用石墨爐原子化法，靈敏度可達到10-10～10-14g之間，這是其他分析方法很難達到的。

（2）選擇性強

在用原子吸收方法進行分析時，多數情況下共存元素對分析不產生干擾，因此一般不需要分離共存元素。即使有時某些共存元素有干擾，也可以利用加入掩蔽劑、保護劑、釋放劑或改變火焰條件等方便地加以消除。另外原子吸收譜線比原子發射譜線要少得多，因而譜線的重疊干擾也很少，這就使得原子吸收分析法有很強的選擇性，并且準確度高。

（3）重現性好

火焰原子吸收法重現性很好，一般相對偏差在±2％左右。若儀器性能良好，同一樣品的重復測定，相對偏差可控制在千分之幾，這樣的誤差水平，在微量、痕量分析中并不多見，即使用非火焰原子吸收法進行超痕量分析，相對偏差在也可控制在15％以內。若采用自動進樣技術，誤差還可進一步縮小。

（4）應用范圍廣

原子吸收法在地質探礦、環境質量監測、物質性能測定等方面都有廣泛的應用。在當前的技術條件下，用原子吸收法可直接測定的元素已超過七十種，如圖2-6所示。有些元素，如鹵素、氧、氮、磷、碳等，即使其共振線在真空紫外區，也可以采用間接法或用特殊的裝置來測定，這是一般分析方法所不能及的。

2.4.2　原子發射光譜分析基礎

人類對光譜的認識，首先來自自然界各種物質的發射光譜。根據量子理論，當原子狀態改變時將可能產生輻射。下面討論與原子發射光譜分析有關的基礎知識。

1.原子輻射的基本過程

原子的輻射存在三個基本過程：受激吸收、受激輻射和自發輻射。

假設原子具有兩個能級，其中Ei為較低能級，Ek為較高能級。當原子處于Ei能級時，若受到一個外輻射場的作用，并且外場的輻射頻率滿足式（2-56）：

hvki=Ek-Ei　　　　（2-56）

原子可能吸收能量為hvki的光子而躍遷到較高能級，這個過程就是受激吸收。

與此相反的過程是，若原子處于較高能級Ek，當受到入射光的作用，并且外場的輻射頻率滿足式（2-56）時，原子也可能發射同樣的光子躍遷到較低能級Ei，這個過程稱作受激輻射。在受激輻射過程中，原子發射的光子在頻率、偏振、位相以及傳播方向上與入射光子完全相同，因此受激輻射產生的是相干輻射光。這個輻射過程可使光放大，是產生激光的基礎。

除上述兩個基本輻射過程外，還有一個自發輻射過程。處于較高能級的原子，在沒有外場的作用下，也能自發地向較低能級躍遷，當它從Ek躍遷到Ei時發射的頻率同樣可用式（2-56）表示，這個過程稱作自發輻射。我們所討論的原子輻射以及分子輻射大多數都是自發輻射。

在原子體系中，上述三個過程同時發生，如圖2-7所示。由于受激吸收的存在，使發射線產生自吸效應，在實際的原子發射光譜分析中必須設法減小這種影響。

2.譜線強度及其影響因素

在常溫下，原子處于基態，在激發光源的高溫作用下，原子受到激發，由基態躍遷到不同的激發態。原子發射光譜與原子吸收光譜最大的不同是要用特定的輻射源將原子激發，通常的原子發射激發光源主要有火花、電弧、火焰等，這些輻射源的波長范圍很寬，能量也比較大，可以把原子激發到各種高能態，而并不是只激發到第一激發態，所以原子發射光譜的譜線與原子吸收光譜相比要復雜得多。同時由于高溫作用，原子還可電離進而使離子激發，因此在原子發射光譜儀發射的光譜中，還有離子光譜。譜線強度與各種粒子在不同能級上的分布數有關，根據統計力學原理得出，各種粒子（原子、離子）在不同能級上的分布遵循玻爾茲曼分布，如式（2-57）：

式中，nq、n0分別是單位體積內處于基態和激發態的粒子數，Eq是q激發態的激發能，g0、gq分別是基態和激發態的統計權重（g=2J+1）。

處于激發態的粒子不穩定，可以通過自發輻射直接回到基態，也可以經過不同的較低能級的激發態再回到基態。在單位時間內由q能態向較低的p能態躍遷的粒子數，與處于q能態的粒子數成正比，如式（2-58）、式（2-59）：

從式（2-59）可知，比例常數Aqp表示單位時間內產生自發發射的粒子數與激發態粒子數之比，稱為自發躍遷幾率。

在單位時間內，原子在指定能級間躍遷所發射的總能量，叫做譜線的強度I，其值等于在單位時間內由q能態向p能態躍遷發射的光子數乘以光子的能量，如式（2-60）：

Iqp=Aqpnqhvqp　　　　（2-60）

將式（2-57）代入式（2-58）得到式（2-61）：

式（2-61）對原子線和離子線均適用。

由上面的討論看出：譜線強度與譜線的激發能、處于激發態的原子數以及等離子體的溫度有關。在nq和T一定時，第一共振線激發能最小，所以是最強線。溫度對譜線強度的影響比較復雜，既影響原子的激發過程，也影響原子的電離過程。一般地說，溫度較低時原子的激發是主要的，而隨著溫度的升高，譜線強度增強。當溫度超過某一數值后，由于電離的增加，原子線（用Ⅰ標記）強度逐漸降低，而離子線還繼續增強。溫度再高時，一級離子線（Ⅱ為一級離子線標記，Ⅲ為二級離子線標記）的強度也下降，因此每條譜線都有一個最合適的溫度，在這個溫度下，譜線強度最大，如圖2-8所示。

3.譜線強度與試樣中被測元素濃度的關系

利用原子發射光譜法進行定性分析，依據的是被測元素輻射譜線的波長，要進行定量分析，必須研究譜線強度與被測元素濃度的關系。

處于等離子焰中的原子，除存在各能級間的分布平衡外，還存在下列電離平衡和離解平衡：

M+e→M++2e

MX→M+X

電離度α和離解度β分別如式（2-62）、式（2-63）：

α=ni/（ni+na）　　　　（2-62）

β=n0/（na+nm）　　　　（2-63）

式中，ni是一級離子濃度，nα和nm分別為被測化合物離解生成的中性原子濃度和未離解的分子濃度，等離子體內氣態分析物的總濃度應滿足式（2-64）：

n1=ni+na+nm　　　　（2-64）

由式（2-62）、（2-63）、（2-64）可得式（2-65）、式（2-66）：

在一般情況下，處于激發態的粒子濃度很小，即原子和離子的絕大部分處于基態（nα+ni=n0），得到原子譜線和離子譜線與等離子體中氣體分析物總濃度之間的關系，如式（2-67）、式（2-68）：

α和β與溫度、原子的電離能以及離解能有關。在一般光源溫度下（5000K），多數具有中等電離能的元素，電離度大約為0.2％～2％，但在火花中電離度可能超過50％，這是等離子體中離子的激發占優勢。在一般光源中，除特別穩定的化合物外，絕大多數化合物的離解都相當完全，極端情況下，化合物全部離解而沒有電離，則α=0，β=1，這時ni=nα。

原子發射光譜儀的等離子焰中樣品的蒸發過程非常復雜，如果考慮樣品的蒸發與氣態分析物擴散之間的平衡，則等離子體中氣態分析物濃度與樣品中分析物濃度的關系可如式（2-69）表示為：

n1=ac/δ　　　　（2-69）

α是與蒸發過程有關的參數，δ為逸出速度常數。

將式（2-69）代入式（2-67）、式（2-68）。若實驗條件固定，則得到式（2-70）：

I=Ac　　　　（2-70）

除此之外，還要考慮發射光譜中自吸現象對譜線的影響。從等離子焰的弧柱中心發出的輻射被外圍較低能級間的同種原子所吸收，而使譜線強度減弱的現象稱為自吸。元素含量越高，譜線越強，自吸現象越嚴重，發生嚴重自吸時，譜線中央可能消失而變成雙線，這種情況稱為自蝕。自吸現象如圖2-9所示。

考慮到自吸的存在，式（2-70）應如式（2-71）寫為：

b為自吸系數，與濃度有關。當無自吸時，b=1；有自吸時，b<1。將式（2-71）取對數，最后得到式（2-72）：

lgI=blgc+lgA　　　　（2-72）

lgI與lgc呈線性關系，這是原子發射光譜定量分析的基礎。