книги из ГПНТБ / Физические основы рентгеноспектрального локального анализа

Палладий

Бирдена, с одной стороны, и данные Бирмана, Эндрюса

иавторов настоящей статьи,— с другой стороны.

Вслучае коэффициентов поглощения для длин волн, меньших длины волны ^Г-края алюминия, мы можем срав­ нивать между собой результаты настоящей работы, дан­ ные Кука и Стюардсона [4], а также некоторых, пока еще не опубликованных работ, выполненных во Франции [61 (табл. 4).

Из этого сравнения очевидно, что константа Гейнриха слишком мала для рассматриваемой области кривой поглощения алюминия.

Т а б л и ц а 4

Сравнение данных по коэффициентам поглощения А1 Ка- и Mg іІа-излучений в алюминии

тальным данным.

Таким образом, очевидно, что за исключением двух

риментальной работы и таблицами, предложенными Гейнрихом.

Следует также отметить, что это соответствие не ограни­ чено только ранее исследованными областями, но,очевидно, имеет место и для большинства вновь исследованных об­ ластей.

Дальнейшая работа требует получения большого числа экспериментальных точек в тех областях, где в настоящее

5. C o m p t o n A . H . , A l l i s o n S. K . , X-rays in Theory and Experiment, D. van Nostrand, Princeton (1935).

6.D e s c a m p s J . , A n c e y M . , H e n o c J . , Private commu­ nication.

ФЛУОРЕСЦЕНТНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ 1 5 . ОТ ТОЛСТЫХ И ТОНКИХ МИШЕНЕЙ

В. Хин к

Введение. Характеристическое рентгеновское излуче­ ние, возникающее при бомбардировке мишеней из чис­ тых элементов электронами достаточно больших энергий, состоит из двух частей, отличающихся условиями возбуж­ дения. Ионизация атома может произойти как непосред­ ственно за счет электронного удара, так и за счет фото­ электрического поглощения тормозного рентгеновского излучения, возникающего при электронном ударе. То обстоятельство, что обе эти составляющие (в дальнейшем, для простоты будем называть их первичным и вторичным излучением) возникают в мишени с различным прост­ ранственным распределением, дает возможность экспе­ риментально определить отношение интенсивностей пер­ вичного и вторичного излучения. В работах Вебстера [1], Хансена и Стоддарда [2], Стоддарда [3, 4], Бурбанка [5, 6], Кастена и Декампа [7] и Грина [8] указаны пути исполь­ зования этих возможностей. Знание абсолютного спект­ рального распределения энергий рентгеновского тормоз­ ного излучения позволяет провести абсолютный расчет вторичного излучения, испускаемого мишенью. Если теперь провести абсолютное измерение полного (первич­ ного и вторичного) излучения, испускаемого мишенью, то можно определить искомое соотношение. По этому пу­ ти пошли Висхок [9] и Ферфассер [10, И ] . ХансониКоуан [12], наоборот, для определения указанного выше отно­ шения измеряли интенсивности характеристического и тормозного излучений.

Доля вторичного излучения, испускаемого мишенью, зависит от атомного номера материала мишени и ее тол­ щины, ускоряющего напряжения и, вследствие ослабле­ ния излучения в мишени, от геометрии эксперимента, в особенности от угла наблюдения испускаемого рентге­ новского излучения. Поэтому эта доля может быть оп­ ределена в отдельности для каждого положения пары

Лучения, Е — энергия фотонов, Z — атомный номер). Кривые, приведенные на рис. 1, рассчитываются из со­ отношения

тывается. Угол выхода излучения г£> равен нулю. Расче­ ты проводятся на основании соотношения (2) с Г2 = 0 и

поглощение учитывается. Угол выхода излучения г|) и угол падения электронов ф равны нулю. Расчет на осно­

электронов, который здесь равен я/3. Для расчетов жела­ тельно воспользоваться значениями интеграла, приводи­

поглощение во внимание не принимается. Угол падения электронов ф равен нулю, угол выхода вторичного излу­

ривать как наилучшее из сделанных приближений. Тот факт, что кривые в и г практически совпадают, указывает на малое влияние угла падения электронов ср.

Отклонение от кривой в наблюдается и для случая вторичного излучения, испускаемого тонкой мишенью (кривая д); расчет проведен для мишени с массовой плот­ ностью 8,89 мг/см2. Вместе с тем, на примере расчетов для меди подтверждается высказанное в самом начале утвер­ ждение, что долю вторичного рентгеновского излучения, испускаемого мишенью, следует рассчитывать отдельно для конкретных условий эксперимента, а именно, прини­ мая во внимание глубину х, на которой возникает излу­ чение и ослабление излучения в мишени.

Вторитаэе излучение от тонкой мишени. Расчеты вто­ ричного излучения, испускаемого тонкой мишенью за­ данной толщины по направлению пучка падающих элект­ ронов, были выполнены Ферфассером для Си ifa-излу- чения [10] и W La-излучения [11]. Приводимые здесь вычисления выполнены на основании применения соот­ ношений, полученных в [10] и [11], но для более широкой области изменения параметров,— ускоряющего напряже­ ния U0 и массовой плотности pd мишени,— с тем, чтобы проследить зависимость вторичного излучения от обеих этих величин. Результаты для меди и вольфрама являются вполне надежными, чтобы характеризовать поведение со­ ответствующих зависимостей для других элементов. Кро­ ме того, оба эти элемента представляют и особый само­ стоятельный интерес, так как главным образом они ис­ пользуются в качестве тонких мишеней.

В основу расчета вторичного Си ЛГа-излучения в на­ правлении пучка падающих электронов положено соотно­ шение (2) и следующие выражения для Тг и Г2 [10]: