Н.Ф. Лосев, А.Н. Смагунова - Основы рентеноспектрального флуоресцентного анализа, страница 4

именных линий одной серии, но другие постоянные значения для других линий. 4.3. СПЕКТРАЛЬНОЕ РДСПРЕАЕЛЕНИЕ ИНТЕНСИВНОСТИ ТОРМОЗНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ При торможении электронов в аноде рентгеновской трубки их энергия уменьшается за счет испускания тормозного излучения. Поскольку потерянная электроном энергия не может превосходить полученной им в рентгеновской трубке энергии еУ, энергии е фотонов тормозного излучения не могут превосходить некоторого значения ео, равного ее еУ (1Д) Таким образом, тормозное излучение имеет высокоэнергетическую, или коротковолновую, границу спектра, длина волны Ло которой обратно пропорциональна напряжению У на трубке: Лч 12,4/У (1.6) где Лз выражено в нм, а У вЂ” в кВ.

При удалении от этой границы в сторону больших длин волн Л ) Ло интенсивность тормозного спектра сначала возрастает, проходит максимум при длине волны Л =1,5Ло, а затем уменьшается. Обозначим )х интенсивность тормозного спектра в точке с длиной волны Л. Эту интенсивность называют спектральной интенсивностью. Она определяется приближенными формулами 1л =Сс (ез — е) = Сл (еУ вЂ” е) = С~Х— л — л Л )„з где С Сь н е (заряд электрона] — постоянные величины.

Зависимость гх от Л представлена на рис. 3 для разных напряжений У. Как видно из этого рисунка, с возрастанием г' коротковол новая граница г.о и положение г.„максггмума спектра сдан' гаются в коротковолновую область, а интенсивность всего спект ра возрастает. С возрастанием атомного номера 2 мишени бомбардпруемой электронами, спектральная интенсивность ра стет пропорционально Я.

006 006 л,н:,г Полную интенсивность тормозного излучения при всех длинах волн от г,о до оо называют интегральной интенсивностью гг, которая зависит от 2 и гг: !г = ал'и"г (1.8) гле а — некоторая постоянная. С возрастанием массы бомбардирующей частицы интенсив-,: ность тормозного излучения быстро падает. Если рентгеновское" излучение возбуждается протонами с энергией около 1 МэВ, то~ интенсивность характерпстнческого спектра атомов мишени бу-~ дет достаточно велика, а интенсивность тормозного излучения будет на несколько порядков меньше, чем при возбуждении; электронамн. При возбуждении характеристического излучения протонами- атомы мишени выбрасывают из внутренних оболочек вторичные .

электроны высокой энергии. Этп электроны тормозятся внутри мишени и дают свое тормозное излучение, превосходящее по интенсивности собственное тормозное излучение протонов. Однако даже суммарное тормозное излучение протонов и вторичных электронов значительно слабее тормозного излучения, возникающего в рентгеновской трубке прп бомбардировке элекфонами. И гл га и У0 6 6 7 6 6 4 У 2 1 0 00л 004 Рис. 3, Зазванность спектрального распрелелення иитеиснаиосгн тормозного излучения от напряжении. Поскольку линии характеристического спектра наблюдаются на фоне непрерывного тормозного излучения, контрастность линии при возбуждении протонами резко повышается. йА.

ПОГЛОЩЕНИЕ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ При прохождении пучка рентгеновского излучения через слой вещества интенсивность пучка ослабевает в направлении его распространения за счет двух процессов: поглощения и рассеяния, Ослабление интенсивности )о пучка тем больше, чем выше атомный номер Е, чем больше толщина с( слоя и чем больше длина волны ). излучения. После ослабления интенсивность Г пучка определяется формулой г ),е вл (!.9) где р — линейный коэффициент ослаблеиии Поскольку ослабление происходит в результате двух различных процессов, коэффициент ослабления определяется суммой и=с+о (!.!О) где т — линейный коэффициеиг поглоп(еиии; а — линейный коэффицвеит рас.

сеяния. Подставив уравнение (!ЗО) в уравнение (1,9), получим; ! е-тл-ел С э'Ъ Множитель е-'" характеризует ослабление за счет поглощения, а МНОжИтЕЛЬ Е вЂ” еи ХараКтЕрИЗуЕт ОСЛабЛЕИИЕ За СЧЕТ раССЕяння. ФЪЗ Линейный коэффициент поглощения с возрастанием л и Х, увеличивается тэ)„з (!.! !) Он характеризует поглощение излучения на пути 1 см н из- меряется в обратных сантиметрах, т. е. см-'.

Пучок сечением , 1 смз иа пути 1 см пересекает объем 1 см', масса которого равра объемной плотности р вещества, измеряемой в г см-з. же пучок на пути г(, пересекающий объем г( см', массу го лг = рс(, называют поверхностной плотностью и выют в г см-э. Заменив г( в формуле (!.9) его выражением лг, т. е. положив с! = лг/р, получим: Г г'ее (ио)гл и ег (!.)2) = р/р иазывают массовым коэффициентом ослаблеиии' и выражают 1 ак как в реальных условиях выполиеиив РСФА зиачеиие а много то далее в тексте часто коэффициеиты ослаблеиии р будут пал коэффициеитами поглощсиив и считается, что р ии т . 6ИБЛ)лг'т' '.,'.д "...

иитогороць Аналогично этому массовый коэффициент поглощения т = т/р характеризует поглощение пучка при прохождении слоя, вещества с поверхностной плотностью т по формуле П3 ! = !ое Влз) . Коэффициент т зависит от Л и Л так же, как и т, т. е. 2зхз (!.14) В процессе поглощения фотоэлектроны могут быть выбро. шены из различных электронных оболочек. Доля поглощения, сопровождаемая фотоэффектом из одной д-оболочки (д может принимать значения К, Ь, М и т.

д.), определяется частичным коэффициентом поглощения (т ),. Полный коэффициент по. глощения определяется суммой всех частичных коэффициентов. г ~„(т) (т ) +(т ) +(т) +... (1пб) Если энергии е поглощаемых фотонов превосходят энергию, Е» самого внутреннего К-уровня, т. е. е ) Е», в сумме (1.15) участву!от все его члены. Если е расположена в области энер-. гий Еь(е(Е», то фотоэффект с К-уровня невозможен и сумма (1.15) начинается со второго ее члена. При постепенном уменьшении е, начиная с энергий е > Е», длина волны Л растет. и т быстро возрастает !см.

уравнение (1.14)]. Однако как, только е достигает е» =Е», а длина волны Л достигает значе. ния Л», соответствующего е» по формуле (1.1), плавное возрастание т прекращается, и при дальнейшем возрастании Л по-, глощение К-оболочкой прекратится и коэффициент т скачком уменьшится. Соответствующую длину волны Л» называют' К-краем поглощения данного элемента.

Обозначим т, коэффициент поглощения при длине волны Л, ж Л» и одновременно Л! ( Л». Обозначим т„, коэффициент поглощения при длине волны Л, т Л», но одновременно Лэ > Л». Из изложенного выше ясно, что т, > т,. Отношение т,/т,ь называют К-скачком поглощения и обозначают 5», (!.!8) ~»=т»ч/»ь>! При дальнейшем возрастании Л коэффициент т снова возрастает. Однако, когда Л начнет поочередно переходить через Е» Е» и Е»»края поглощения, будут прекращаться фотоэффекты с соответствующих оболочек атомов. При этом каждый раз т будет скачком уменьшаться. После Ес!, Яьп и Яь»-скачков !!! поглощения наблюдаются М-скачки поглощения, и т. д, Зависимость т от Л имеет вид, показанный на рис. 4. Скачки поглощения убывают с возрастанием 2.

Например,' для алюминия (2 = 13) 5» = 12,6, а для свинца (», = 82) Я» = = 5,4, В пределах атомных номеров 2 от 47 до 92 скачки погло- 18 Тия т„-оболочки изменяются в пределах: Яс, — от 1,23 до 1,11; 8 — от 1,47 до 1,31 и 5ь,гг — от 3,55 до 2,22. аи — от частичные коэффициенты поглогцения (т„), для отдельного Е-уровня могут быть найдены, если известны полный коэффициент поглощения т н скачок поглощения 5„этого уровня; (' ) =[(3 — 1И )т (1.17) Значение массовых коэффициентов поглощевня для разных длин волн (или для различных линий спектра) можно найти г0 рис. 4.

Зависимость массового ковффнииеита истинного поглощении тм от 100 длины волны )Г. 100 0 00г 000 ЦГ *,им в таблицах [14, 15). Для вещества сложного состава, состоящего из нескольких элементов, массовое содержание Сг в частях н величины (т )г которых известны (1= 1, 2, 3, ...), массовый коэффициент поглогцения может быть найден по формуле т =~ С(т) (1.18) 1.5. РАССЕЯНИЕ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Проходя через электронную оболочку атома, фотон может изменить свое направление.

При этом возможны два случая. Либо фотон не изменяет энергии электронов атома и, следовательно, полностью сохраняет свою энергию, либо фотон передает одному нз электронов атома небольшую часть своей энергии и, следовательно, несколько уменьшает свою энергию. В первом случае длина волны рассеянного излучения сохраняется, и такое рассеяние называют когерентным. Во втором с~учае длина волны излучения при рассеянии возрастает, и его называют некогерентным. Прн рассеянии на кристаллическом веществе падающее излучение может интерферировать только с когерентной составвульт лающей рассеянного излучения.

Возникает дифракция, в реные п Ультате которой когерентное рассеяние разбивается на отдельто ых е пучки, направление распространения и интенсивность корых зависят не только от химического (элементного) состава 19 рассеивающего вещества, но и от его кристаллической структуры и крупности частиц. Некогерентное рассеяние, длина волны которого отличается .' от длины волны падающего излучения, не может с ним интерферировать н дифракции не дает. В результате этого при рассеянии па кристаллическом веществе (так же как и на аморфном) некогерентное рассеянное излучение распространяется во всех направленияхп а интенсивность его зависит только от химического (элементного) состава вещества Возрастание ЛХ длины волны некогерентно рассеянного излучения по сравнению с длиной волны падающего излучения зависит от угла а между направлениями этих излучений: ДЛ = цЛ „(1 — соз а) (1.19) ' где ЛЛ ь — значение пЛ при сг = 90'! ЬЛ1 — — 0,243 им.

С уменьшением угла рассеяния ЛЛ уменьшается. Наибольшего значения ЛХ достигает при обратном рассеянии, когда сс = =180'. В этом случае ЛХ =0,00486 нм. Из предыдущего раздела следует, что ослабление излучения за счет рассеяния происходит по формуле -оц -а е 1 1ое = 1ое ™ (!.Ю) где о — массовый козффициеит рассеяния. Поскольку рассеяние происходит на электронах атома, то коэффициенты а и а растут с увеличением числа этих электронов, т. е.