книги из ГПНТБ / Плотников Р.И. Флюоресцентный рентгено-радиометрический анализ

до

100 барн

с увеличением потенциала

возбуждения

от

5 (Ті) до 29 кэв

(Sn)

соответственно.

М а к с и м у м

фона

тормозного

излучения

от

подложки

(майлар

0,5

мг/см2)

был

расположен в районе

5 кэв,

причем

фон

быстро

па­

д а л

с

увеличением энергии,

так что

контрастность

для

всех исследованных элементов была одного

порядка .

Низкий порог чувствительности, обеспечиваемый ион­

ным

возбуждением,

делает

этот

метод

весьма

пер­

спективным

при

исследовании

полупроводниковых

и

других высокочистых материалов . Очень

м а л а я

и

легко

регулируемая ускоряющим н а п р я ж е н и е м

глубина

про­

никновения

ионов

открывает

дополнительные

возмож ­

ности

по

исследованию

состава

поверхностных

сло­

ев

[122.]

К с о ж а л е н и ю ,

сложность,

громоздкость

и

высокая

стоимость

требуемой

аппаратуры

ограничивают

воз­

можность

широкого

применения

ионного

возбуждения

ковые счетчики. В отдельных случаях могут

т а к ж е

применяться детекторы, не чувствительные к

энергии

токовые ионизационные

к а м е р ы ) , однако

отсутствие

энергетического разрешения

приводит к

существенному

-снижению

аналитических

параметров

и ограничивает

применение

таких детекторов

простейшими

з а д а ч а м и .

Н и ж е рассматриваются основные характеристики детек­

геиорадиометрическом

анализе.

лехек-

Эффективность регистрации. Эффективность

тора в области высоких

энергий определяется толщиной

ласти

малых

энергий — пропусканием окна

или «мерт­

вого»

слоя,

отделяющего

рабочий объем детектора

от

о к р у ж а ю щ е й

среды. На рис. 24

приведены

зависимости

эффективности

от

энергии

применяемых- д л я регистра­

ции рентгеновского

излучения

сцинтилляционных

счет-

чнков

со

сцинтиллятором

N a l / T I различной

т о л щ и н ы ,

на рис. 25 — аналогичные

зависимости

для

пропорцио­

нальных счетчиков

с различным

газовым

наполнением,

а на

рис.

26 — д л я

германиевых

и кремниевых

полу­

проводниковых

детекто­

ров.

К а к

видно

из

рисун­

ков,

лишь

сцинтилляци-

онные

и германиевые

по­

лупроводниковые

детек­

торы

при

толщине

слоя

несколько

миллиметров

и

более __имеют

высокую,

близкую к 100%, эфсрек-

тивность

во

всем

диапа -

0 5

зоне

энергий

рентгенов­

ского

излучения.

Д л я

ЯОЕркэв

остальных

детекторов,

в

особенности

пропорцио­

нальных

счетчиков,

ха­

Рис. 24. Эффективность сцинтил-

рактерна

резко

в ы р а ж е н ­

ляционных

счетчиков

с тонкими,

ная

избирательность. Б ы ­

кристаллами

Nal/Tl

различной

толщины.

строе

падение

эффектив ­

ности

с

увеличением

энергии

регистрируемого

излучения

позволяет

прі-г

н а д л е ж а щ е м

выборе

газа - наполнителя

иметь

в ы с о ­

кую

эффективность

детектора к

флюоресцентному

из­

ментов [79]. Д л я

элементов с атомными

номерами

20—27

использование аргонового

пропорционального

счетчика

позволяет получить в 2—3

р а з а более высокую

контраст­

ность по сравнению с ксеноновым счетчиком [128].

Пропускание

некоторых материалов, используемых

в качестве окон детекторов, приведено на рис. 27.

Обыч ­

но для сцннтилляционных, полупроводниковых и

о т п а ­

янных пропорциональных

счетчиков

в качестве

окна

толщина такого

бериллия

составляет в настоящее вре­

мя 25 мкм, что

позволяет

регистрировать излучение-

с энергией

1,5—1,8 кэв

(А1/( а ) .

Д л я

регистрации

бо­

лее мягкого

излучения

используются

проточные

про­

порциональные счетчики

с окнами

пз

лавсана, полиэти­

Толщина

таких

окон

может

доходить до 0,2

мкм [129],

что позволяет

регистрировать /\-излученне

элементов

с Z ^ 4 .

Возможно

т а к ж е

использование

безоконных

вые

детекторы т а к ж е

могут

использоваться

без

окон,

при

этом детектор и

исследуемый объект

помещаются

в общин вакуумированный объем. Эффективность

без­

оконных полупроводниковых

детекторов

со стороны

пыленным

золотым

контактом.

С у м м а р н а я

толщина

этих

слоев

может

составлять

сотни ангстрем,

что

позво­

л я е т регистрировать

излучение

элементов

от

С и

выше

[130,

131].

Р а з м е р ы детектора. К а к

правило, рентгенорадиомет-

рический

анализ

проводится

в

широких

расходящихся

торов, применяемых в аппаратуре, доходит

до 50 мм (в

д и а м е т р е ) , что позволяет в сочетании с

центральным

О

1

Z

J

Ер кэв

Рис. 26. Эффективность полупро­

Рис.

27.

Пропускание

окон

детекторов:

водниковых детекторов.

1-М,

мм;

10

JKK.il;

2 — Be,

0,2

мм;

3 —

Be,

0,1

мм; 4

—Be,

0,05

5

— Be,

25 мкм;

в.—-лавсан,

10

мкм;

7 — лавсан,

2 .ик.н;

8 — нитроцеллюлоза,

0,3

мкм.

Над рисунком

при­

ведены положения

линий

легких

элементов.

положением радиоизотопного

источника

использовать-

очень

малые активности.

Толщина

сцннтиллятора

обычно

не превышает 1—2

мм, что является доста­

кристалла нецелесообразно из-за увеличения фона.

П р и

возбуждении с

помощью

рентгеновских трубок

в ы с о к а я

интенсивность

первичного

пучка

позволяет применять-

сцпнтилляторы

значительно меньшей

площади — поряд ­

ка 1—2 см2

[133].

П л о щ а д ь

окон

пропорциональных

счетчиков

состав ­

ляет

обычно

2—5

см2, хотя известны

случаи

использо­

вания

счетчиков с

окнами

10—15

см2.

В принципе

пло­

такие счетчики

исключительно выгодными д л я спектро­

метрии слабых

потоков рентгеновского

излучения

кос­

мических источников [16, 23—26]. Известно

т а к ж е

при­

менение счетчиков с большими окнами

для

аналитиче­

пропорционального

счетчика

с

окном

около

100

с ж 2 п р и

определении Ті, Zr и Fe позволило

расположить

дат­

чик на расстоянии 70—80 мм

от

используемой

поверх­

ности и осуществить непрерывный анализ

руды

на

лен­

те транспортера и автомобильную съемку.

Увеличение

расстояния

до

объекта,

возможное

при

использовании

счетчиков с большими окнами, кроме повышения

пред­

ставительности

анализа

позволяет

т а к ж е

существенно

уменьшить

влияние

неровностей

исследуемой

поверх­

ности.

Р а з м е р полупроводниковых детекторов

с

высоким

разрешением,

применяемых

в

настоящее

время

для

спектрометрии

рентгеновского

излучения,

очень

мал .

П л о щ а д ь таких детекторов

составляет

обычно

доли

квадратных, сантиметров,

толщина — несколько

милли­

метров.

Энергетическое разрешение детектора в первую оче­

редь

определяется

числом

образующихся

пар

п

(или

фотоэлектронов в случае

сцинтилляционного

счетчика; .

Очевидно,

что

п=Еч/е,

где

Ev—энергия

регистрируе­

мого

фотона; є — с р е д н я я

энергия

образования

пары

(или

фотоэлектрона) . П о л а г а я ,

что

процесс

образования

носителей

(фотоэлектронов)

представляет

со­

бой

последовательность

независимых

актов,

получаем,

что дисперсия A/i составляет

Ыг—Yп,

и, принимая

рас ­

пределение

гауссовым,

где W\/2—полуширина

пика

амплитудного распреде­

ления. В табл . 10 приведена

средняя

энергия,

необ­

ходимая для образования пары

(фотоэлектрона)

для

различных

детекторов.

К а к

видно

из

таблицы, эта ве­

что и определяет их высокое

энергетическое разреше ­

ние. Величина

є максимальн а

д л я

сцинтилляционных

счетчиков, что

обусловлено главным

образом

сравни ­

тельно низкой эффективностью

фотокатода ФЭУ.

Т а б л и ц а 10

Средняя энергия Е, необходимая для образования

. пары (фотоэлектрона)

Потенциал ионизации

Вещество

8, Эв

(ширина запрещенной

зоны),

эв

Газоразрядные счетчики:

41,3

24,6

гелий

неон

35,9

21,6

аргон

26,3

15,8

криптон

24,4

14,0

ксенон

22,1

12,1

метан

28,1

13,1

Полупроводниковые детекторы:

2,8

0,65

германий

кремний

3,5

1,15

арсенид галлия

6,3

1,35

Сцинтилляционный

счетчик

300

Nal/Tl

—

/, 2 — сцнитнлляшюнный

п

пропор­

циональный

счетчики

соответствен­

но;

3 — дифференциальные

фильт­

ры

(разрешение,

достаточное

для

разделения

с

спектральных

серий

элементов

соседними

атомными

номерами);

4 — теоретическое

раз­

решение,

обеспечиваемое

импульс­

ной

ионизационной

камерой;

в

5 —

разрешение,

обеспечиваемое

на­

стоящее

время

полупроводниковы­

ми

спектрометрами

(уровень

шумов

нредуенлптеля

SO эв); Є — теорети­

ческий

предел

разрешения

для

кремниевых

детекторов;

7— разре­

шение

спектрометра

с

плоским

кристаллом, коллиматор 0,5хШ0 J K . I I ,

кристалл

L1F, .

пар разрешение

зависит т а к ж е

от дисперсии коэффи ­

циента

газового

усиления. Пр и

обычно

используемых

коэффициентах

газового усилия

порядка 103 —104 дис­

персия

коэффициента газового

усиления

приблизитель­

риментально

определенное

разрешение

близко

к

рас­

считанному

по

формуле

(2.1).

С

уменьшением

н а п р я ж е н и я на счетчике коэффициент

газового

усиле­

ния и его дисперсия падают,

т. е. разрешение детектора

улучшается .

Конечно, уровень

шумов

предусилителя

при

этом

должен быть

достаточно

мал , чтобы

не

вно­

сить

заметного

в к л а д а

в

энергетическое

разрешение .

Зависимость

энергетического

разрешения

различных

детекторов

от

энергии

регистрируемого

излучения

изо­

б р а ж е н а

на

рис. 28. Та м

ж е

приведено

разрешение

спектрометров

с плоским кристаллом - анализатором . К а к

видно из рисунка, полупроводниковые детекторы

позво­

ляют р а з р е ш а т ь спектральные серии соседних по Z

эле ­

ментов, и, начиная с 10—15

кэв,

их разрешение

превос-

ходит разрешение

спектрометров с

плоским

дисперги­

рующим кристаллом .

Форма амплитудного распределения . В амплитудном

спектре импульсов на выходе детектора, возникающем

при

регистрации

монохроматического

излучения,

к р о м е

пика

полного поглощения

(основного

п и к а ) ,

могут

при­

сутствовать пики

вылета,

комптоновскиіі

континуум,

шумы

в области малых энергий. Основной пик,

к а к

пра­

вило,

симметричен и имеет гауссову форму. При

очень

малом

количестве первоначально образовавшихся

носи­

телей

для основного пика наблюдается т а к ж е

распреде­

страции проточным

пропорциональным счетчиком излу­

чения

B e / ( (110

эв)

и Si L (92 эв)

[114]. Обычно

свыше

90%

импульсов

попадает в основной

пик, однако

д л я Кг

глощения

этих газов,

основной пик включает менее

50% всех

импульсов.

Кроме

основного

пика в амплитудных спектрах мо­

ным

поглощением в детекторе собственной рентгенов­

ской

флюоресценции, в о з б у ж д а е м о й регистрируемым

центного

'излучения

материала

детектора,

т.

е. Ев =

=£v—Еф.

Интенсивность

пика

вылета

определяется

выходом

флюоресценции

материала детектора

и ее

по­

глощением в нем. В т а б л . 11 приведены выходы

флюо ­

ресценции д л я некоторых элементов, используемых

д л я

изготовления детекторов, и средние длины

пробега

флюоресцентного

излучения

в соответствующих

мате­

риалах .

К а к

видно из

таблицы,

м а к с и м а л ь н а я

интенсивность

пиков

вылета

имеет

место

д л я

Кг-

и

Хе-пропорцио-

нальных

счетчиков. Д л я

этих

детекторов

амплитуда

пи­

ков вылета превосходит

амплитуду

основных

пиков.

Аппаратурные спектры

импульсов

излучения

/(-серий

некоторых элементов приведены на рис. 29 и 30.

К а к

видно

из

рис. 29, пики вылета имеют

с л о ж н у ю

струк­

туру. К р о м е главного

пика,

соответствующего

погло­

щению

Ко. -кванта элемента

и вылету

Ка

-кванта

Кг,

в спектре присутствуют

два

побочных

пика.

Один

из