x-ray_analysis_of_solids (1248287), страница 24
Текст из файла (страница 24)
Ионизационный метод регистрации рентгеновских лучей.В ходе развития экспериментальной техники были сконструированы рентгеновскиеспектрометры, работа которых была основана на ионизации газов рентгеновскимилучами. В главе 2 изложено, что фотоэффект на атомах приводит к их ионизации. Крометого, ионизация атомов возможна в процессе неупругого рассеяния рентгеновскихфотонов.Таким образом, при взаимодействии рентгеновских лучей с веществом возникаетопределенное количество ионов, которые могут быть обнаружены из-за наличия у нихэлектрического заряда. Ионизирующая способность рентгеновского излучения являетсяосновой действия газонаполненных детекторов.Одним из детекторов рентгеновских лучей является ионизационная камера, котораяпредставляет собой герметично замкнутый объем, заполненный определенным газом.145Внутри камеры располагаются два электрода, на которые подается постоянная разностьпотенциалов U.
При прохождении рентгеновских лучей через газ, заполняющий камеру,некоторые атомы разделяются на положительные ионы и свободные электроны, которыепод действием электрического поля движутся к соответствующим электродам. В камеревозникает электрический ток, который может быть зарегистрирован с помощьюгальванометра (см.рис.7.5).UG12Рис.7.5. Принципиальная схема ионизационной камеры.1 – поток регистрируемых рентгеновских лучей, 2 – входное окно, G – гальванометр, U –межэлектродная разность потенциалов.
Стрелками показано направление электрического дрейфазаряженных частиц, образованных рентгеновскими фотонами в газе.Электрический ток, проходящий по цепи на рис.7.5, свидетельствует о попадании вионизационную камеру рентгеновских лучей.В качестве газа, заполняющего ионизационную камеру, используют инертные газы,водород, азот, углекислый газ и др.Подбором давления газа можно добиться того, что монохроматические рентгеновскиефотоны, прошедшие сквозь входное окно камеры, полностью поглотятся в газе. Разностьпотенциалов между электродами устанавливается такой, чтобы, с одной стороны,образованные заряды не успели бы рекомбинировать, с другой стороны, не разгонялисьбы до энергии ударной ионизации. Тогда регистрируемый ток JG выразится следующимобразом:JG = ε IX ħω / Ei146(7.1)где ω − частота регистрируемого рентгеновского излучения, IX − его интенсивность (числопопавших в камеру фотонов за единицу времени), Ei − средняя энергия ионизации атомовгаза.
Безразмерный параметр ε<1 называется эффективностью регистрации, которыйучитывает потери (в частности, из-за неизбежных отдельных актов рекомбинации).Заметим, что величина Eiпревышает энергию ионизации атома Ei, так как встатистическом процессе поглощения пучка рентгеновских лучей часть их энергиитратится на возбуждение атомов, а часть – на увеличение их кинетической энергии.Для методики эксперимента важно, что погрешность измерения интенсивностирентгеновских лучей с помощью ионизационной камеры существенно ниже, чем вфотографическом методе.Существует множество разновидностей ионизационных камер. В зависимости отконкретной решаемой задачи форма пары электродов бывает плоской, цилиндрическойили сферической, что задает определенную пространственную симметрию электрическогополя.
Ионизационные камеры могут работать, как в непрерывном, так и в импульсномрежиме.Главным недостатком ионизационных камер является слабый регистрируемый ток. Поэтой причине для спектрометрии рентгеновского излучения (особенно мягкого) широкоиспользуются газонаполненные пропорциональные детекторы (ГПД).Известно, что заряд q, движущийся в электрическом поле, приобретает кинетическуюэнергию, равную q ∆ϕ, где ∆ϕ – разность потенциалов между точками траектории заряда.Вионизационнойпротивоположныекамерестороны,положительныепретерпеваяионыиэлектронымногочисленныедрейфуютстолкновения.вИоны,сталкиваясь с атомами или молекулами газа, теряют приобретенную энергию, поэтому ихкинетическая энергия в среднем не превышает тепловую энергию kBT. Напротив,электроны из-за своей сравнительно малой массы при столкновениях теряют малую частьсвоей кинетической энергии. Но при этом после столкновения импульс электрона можетпринять любое направление, что препятствует монотонному возрастанию его энергии.В однородном электрическом поле E электрон между двумя последовательнымистолкновениями приобретает кинетическую энергию∆Ekin = –e EX L,(7.2)где L – длина свободного пробега, EX – проекция электрического поля на направлениепробега.
Средняя длина свободного пробега электрона в газе L зависит от концентрациигаза и, следовательно, может регулироваться его давлением. В ионизационных камерах,147как было указано выше, величина (7.2) меньше энергии ионизации Ei атомов или молекулгаза.В ГПД создается очень неоднородное электрическое поле. Детекторы этого типаимеют, как правило, цилиндрический катод и анод в форме тонкой нити, расположеннойпо оси цилиндра катода. При этом радиус анода rA много меньше катода rC. Аксиальнаясимметрия системы обусловливает следующую зависимость величины электрическогополя в межэлектродном пространстве:E(r) =U1ln( rc / ra ) r(7.3)где r – расстояние от оси цилиндра, U – разность потенциалов между электродами.Из формулы (7.2) следует, что приобретаемая на длине свободного пробегакинетическаяэлектрическогоэнергияполя.∆EkinзаряженнойНапряжениеначастицыэлектродахпропорциональнавеличинепропорциональногодетектораподбирается так, что в большей части объема камеры величина ∆Ekin меньше энергииионизации Ei атомов (или молекул) газа.
Но в сравнительно небольшой прианоднойобласти радиуса r0 (rC >> r0 > rA) электрическое поле (7.3) так резко возрастает, что дляэлектронов выполняется противоположное соотношение∆Ekin > Ei(7.4)Таким образом, электроны, образованные ионизацией атомов газа рентгеновскимилучами дрейфуют к аноду. Достигнув области r < r0, эти электроны начинаютионизировать атомы газа (см.рис.7.6). Этот процесс называется ударной ионизацией.E(r)rrA r0rCРис.7.6. Распределение электрического поля в газонаполненном пропорциональном детекторе.rA − радиус анода, rC − радиус катода, r0 − радиус области ударной ионизации.148При каждом столкновении количество свободных электронов удваивается.
Параметрыпропорционального газонаполненного детектора подбираются так, что средняя длинасвободного пробега L << r0. Следовательно, каждый первичный электрон в областиударной ионизации r < r0 создаст электронную лавину. Если бы не происходил процессрекомбинации, то число электронов в лавине равнялось бы 2( r0 / L ).Количественной характеристикой электронной лавины является коэффициент ударнойионизации αe (первый коэффициент Таунсенда). Он равняется количеству актовионизации на единице пути электрона вдоль направления электрического поля. Величинакоэффициента αe является характеристикой данного газа, но при этом зависит от модуляэлектрического поля и концентрации газа.Отношение числа достигших анода электронов Ne к числу первичных электронов N0e,образованных рентгеновским фотоном, называется коэффициентом газового усиления засчет ударной ионизации Cip.
В детекторе цилиндрической формы электронные лавиныраспространяются по радиусу, и коэффициент kip выражается следующей формулой: rCCip = exp α e ( r) dr r A∫(7.5)В пропорциональных газонаполненных детекторах величина Cip составляет несколькосотен.Теперь обратим внимание, что при взаимодействии рентгеновских фотонов с атомами,а также при столкновении с ними ускоренных электронов происходит не толькоионизация, но и возбуждение атомов. Возбужденные атомы через время ∼ 10−8 ÷ 10−10 сек.возвращаются в основное состояние, испустив оптические фотоны. Энергии многих такихфотонов превышают работу выхода электронов проводимости в металле катода. Тогда накатоде происходит фотоэффект, и образовавшиеся фотоэлектроны дрейфуют к аноду.Достигая области ударной ионизации, они инициируют вторичные электронные лавины.Кроме того, положительные ионов, которые возникают при ионизации атомов имолекул, под действием межэлектродного электрического поля дрейфуют к катоду.
Ихдрейфовая скорость много меньше дрейфовой скорости электронов. Достигнув катода,ионы рекомбинируют с электронами проводимости. Высвобождающаяся при этом энергияможет пойти на вырывание еще одного электрона из поверхности металла. Такиеэлектроны также порождают вторичные лавины.149Для характеристики вышеописанных вторичных процессов вводится коэффициентповерхностной ионизации который определяется как числа вырванных из катодаэлектронов к числу достигнувших катода положительных ионов. Коэффициент CSI дляметаллов, используемых в качестве катода детектора, по порядку величины менее 10−4.Такимобразом,первичныхN0eэлектронов(возникшихиз-запоглощениярентгеновского фотона в газе детектора) дадут CipN0e положительных ионов, которыеобразуют, вследствие вторичных процессов, выход из катода еще CSICipN0e электронов.Эти вторичные электроны образуют еще (CSICip)2N0e пар «электрон + ион» и т.д.Следовательно, полное пар зарядов, образованных в объеме детектора выразится суммойгеометрической прогрессии:Ne = CipN0e + CSICip2N0e + CSI2Cip3N0e + …Так как в ГПД произведение CSICip < 1, предыдущая сумма равнаC ipNe = N0e(7.6)1 − C SI CipВторой сомножитель в (7.6) называется коэффициентом полного газового усиленияCamp =ПропорциональныйдетекторобычноC ip(7.7)1 − C SI Cipиспользуетсядлярегистрацииспектрарентгеновского излучения и работает в импульсном режиме.
Амплитуда импульса,сформированного на аноде детектора, VA пропорциональна количеству электронов влавине. Следовательно,VA ∼ Ne = Camp ħω / Ei(7.8)Заметим, что из-за соотношения rC >> r0 количество электронов в лавине и величинакоэффициента Camp практически не зависит от места попадания рентгеновского фотона вдетектор. Следовательно, фотоны определенной энергии инициируют импульсы навыходе детектора импульсы одинаковой амплитуды. Это позволяет использовать ГПД вкачестве спектрометра с хорошей разрешающей способностью.Параметры ГПД (давление газа, анодное напряжение и т.д.) подбираются такимобразом,чтобыобеспечиваласьненарушаласьприемлемаяпрямопропорциональнаяпогрешностьизмерениязависимостьэнергии(7.8)регистрируемыхрентгеновских фотонов.На рис.7.7 показана схема ГПД для спектрометрии мягкого рентгеновского излучения.150и54432661Рис.7.7.
Схема конструкции газонаполненного пропорционального детектора для спектрометриимягкого рентгеновского излучения.1 – поток регистрируемых рентгеновских лучей, 2 – входное окно, 3 – анодная нить, 4 –изоляторы, 5 – катод, 6 – патрубки для проточки газа через рабочий объем.Входное окно изготовлено из пленки нитроцеллюлозы толщиной около 2 мкм снапылением слоя бериллия (∼0,5 мкм). Детектор наполнен смесью аргона (90%) и метана(10%) при атмосферном давлении. В конструкции детектора предусмотрена непрерывнаяпрокачка газовой смеси для поддержания стабильности ее состава и давления. Рабочееанодное напряжение около 1000 В.Импульс тока, сформированный при поглощении газом рентгеновского фотона,поступает на предусилитель, а затем дополнительно усиливается и поступает наамплитудный анализатор.Изготовленная конструкция ГПД позволяет достичь относительного разрешающейспособности по энергии около 15% на К-альфа линии ХРИ азота.Ещеоднимширокораспространеннымтипомгазонаполненныхдетектороврентгеновских лучей является счетчик Гейгера-Мюллера (СГМ).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
