场的急剧变化，产生电磁波：按照量 子理论的观点，当能量为eV的电子 与靶的原子整体碰撞时，电子失去自 己的能量，其中一部分以光子的形式 辐射出去，而每碰撞一次产生一个能 量为m的光子，(h为普朗克常数， 为所产生的光子清的波动颖率)。这 种辐射称之为韧致辐射。为什么会 产生连续谱呢？假设管电流为10 mA,则可以计算，每秒到达阳极无上 强度相对单位) 的中子数可达6.25×106个，如此之 多的电子到达靶上的时间和条件不 会相同，并且绝大多数到达靶上的电 子要经寸多次碰撞，逐步把能量释放 0.2 0. 长(mm) 到零，同时产生一系列能量为，的 光子序列，即形成连续谱。在极限情 图15连续X射线谱 况下，极少数的电子在 一次碰撞中将全部能量一次性转化为一个光量子，这个光量子便具 有最高能量和最短的波长，即入。一般情况下光子的能量只能小于或等于电子的能量。 它的极限情况为 (1-3) 式中 。 电子电荷，等于1.602×10-19C 电子通过两极时的电压降(kV): 普朗克常数，等于6.626×10」5： X射线频率()： 光在真空中的传福速度，等于2.998×10m/s 入。一短波限(nm)。 如果V和入分别以kW和为单位，将其余常数的数值代人(13)式，则有 =1.24(m (14》 式(14)说明，连缕谱短波限只与管压有关，当固定管压，增加管电流或改变靶时0不变 当增加管压时，电子动能增加，电子与靶的碰撞次数和辐射出来的X射线光量子的能量 都增高，这就解释了图15所示的连续谱图形变化规律：随管压增高，连续谱各波长的强 度都相应增高，各曲线对应的最大值和短波限入都向短波方向移动。 前面说X射线的强度是指垂直于X射线传播方向的单位面积上在单位时间内光量 子数目的能量总和，其意义是X射线的强度1是由光子的能量加和光子的数目n两个因 素决定的，即I=。正因为如此，连续X射线谱中的最大值并不在光子能量最大的A0 处，而是在大约1.5A0的地方。 连续谱强度分布曲线下所包络的面积与在一定条件下单位时间发射的连续X射线 总强度成正比。实验证明，它与管电流i,管电压V,阳极靶的原子序数Z之间有下述经 ，7
验公式 l经=aiZm (1-5) 式中a和md都是常数，m约等于2，a约等于(1.1-1.4)×10-9。 根据式(15)可以计算出X射线管发射连续X射线的效率刀 (1-6) 当用鹤阳极(Z=74),管电压为100kV时，=1%，可见效率是很低的。电子能量的 99%左右在与阳极靶轰击的过程中转变为热量而损失掉了。为提高X射线管发射连续X 射线的效率，就要选用重金属靶并施以高电压。例如，为获得较强的连缕辐射，实验时经 常选用钨靶X射线管，在60~80kV管电压下工作就是这个道理。 二、特征{标识)X射线谱 在图1-5所示的M阳极连续X射线谐上，当电压继续升高，大于某个临界值时，突然 在连续谱的某个波长处(0.063nm和0.071mm)出现強度峰，峰窄而尖锐，为便于观察，35 kV的谱线示于图16。改变管电流、管电压，这些谱线只改变强度而峰的位置所对应的被 长不变，即波长只与靶的原子序数有关，与电压无关。因这种强度峰的波长反映了物质的 原子序数特征，所以叫特征X射线，由特征X射线构成的X射线谱叫特证X射线：，而产 生特征X射线的最低电压叫薇发电压。 0.0001nm 002 0.04 .0R .0700.070.02 波长(m) 图16特征X射线谱（右图为将横轴放大后观察的K寂重线
特征X射线谱产生的机理与连续谱的不同， 、被市出的内层电子 它的产生是与阳极靶物质的原子结构紧密相关 从阴极来的电子 的。如图7所示，原子系统中的电子遵从泡利 不相容原理不连续地分布在K,L,M,N,.等不同 中 能级的壳层上，而且按能量最低原理首先填充最 靠近原子核的K壳层，再依次充填L,M,N,.壳 层。各亮层的能量由到外逐渐塔加Ex<eL。 .。当外来的高速度粒子（电子或光子）的动图17内层电子跃迁辐射X射线示意图 能足够大时，可以将壳层中某个电子击出去，或击到原子系统之外，或使这个电子填到末 满的高能级上。于是在原来位置出现空位，原子的系统能量因此而升高，处于激发态。这 种激发态是不稳定的，势必自发地向低能态转化，使原子系统能量重新降低而趋于稳定 这一转化是由较高能级上的电子向低能级上的空位联迁的方式完成的，比如L层电子跃 迁到K层，此时能量降低为 △eK=E-ek (1-7) 这一能量以一个光量子的形式辐射出来变成光子能量，即 △em=如v三hc/A (1-8) 对于原子序数为Z的确定的物质来说，各原子能级的能量是固有的，所以，4：便为固有 值，入也是固有的。这就是特征X射线波长为一定值的原因。 为什么特征X射线的产生条件中还存在一个临界激发电压呢？由阴极射来的电子 的动能为)mm2=V。阴极射来的电子欲击出靶材原子内层电子，比如K层电子，必须使 其动能大于K层电子与原子核的结合能Ek或K层电子的逸出功Wx,即V≥-Ek= Wk。临界条件下即有eVx=-Es=WK,这里Vk便是阴极电子击出靶材原子K电子所需 的临界激发电压。由于愈靠近原子核的内层电子与核的结合能越大，所以击出同一您材 原子的K,L,M等不同壳层上的电子就需要不同的VK,V,VM等临界激发电压。阳极靶 物质的原子序数越大，所需临界藏发电压值也越高。 原子处于激发态后，外层电子便争相向内层跃迁，同时辐射出特征X射线。我们定 义把K层电子被击出的过程叫K系发，随之的电子跃迁所引起的镯射叫K系辐射，同 理，把L层电子被击出的过程叫L系激发，随之的电子跃迁所引起的辐射叫L系辐射，依 次类推。我们再按电子跃迁时所跨越的能级数目的不同把同一辐射线系分成几类，对跨 越1,2,3.个能级所引起的辐射分别标以a,B,Y.等符号。如图18所示，电子由L→K, MK跃迁（分别跨越1,2个能级）所引起的K系辐射定义为K。,K谐线：同理，由M+L NL电子跃迁将辐射出L系的L,Lg谱线，以此类推还有M线系等，如图1-8所示。 观察图16，其中为什么K线比Kg线波长长而强度高呢？由于原子系统中不仅各 能级的能量不同，各能级间的能量差也不是均匀分布的，愈靠近原于核的相邻能级间的能 量差愈大。这样，由于K-M层上电子能量差大于K-L层上的电子能量差，由(1-8)式可 知，能量差与波长入成反比，故电子由M→K层跃迁时所产生的K,射线的波长较L→K 层跃迁产生的K射线波长要短。另外，由图1-6可见，K.线要比K线的强度大5倍左 右，这是因为电子由L→K层跃迁的几率比由M一K层跃迁的几率大5倍左右的缘故。 由于同一壳层还有精细结构，能量差固定，所以同一壳层上的电子并不处于同一能量 .9
状态，而分属于若干个亚能级。如 ,态撞击人电子) L层8个电子分属于L4,L,Lm三个 亚能级，M层的18个电子分属五个 亚能级等。不同亚能级上电子跃迁 会引起特征波长的微小差别。实验 证明，K。是由L上.的4个电子和 上的3个电子向K壳层跃迁时辐 射出来的两根谱线（称为K:和K 双线)组成的，如图1-6所示。又由 Lm→K的跃迁几率较L→K的 L态（慎走L电） 大 倍，所以组成K。的两条线的 强度比为1k1:/K2=2:l。对于钨 靶，K1=0.0709m,K2=0.0714 .态（描走M电子） m,在一般情况下它们是分不开 M M 的，这时K。线的波长取双线的波 一M态（撞走M电子） IN 长的加权平均值：AKo=子入sa1+习 AK2表1-1给出了几种元素的 系射线的波长。 图1-8原子能级示意图 特征X射线谱的频率或波长只取决于阳极靶物质的原子能级结构，而与其它外界因 素无关。莫塞莱(H.G.J Moseley)在1914年总结发现了这一规律，给出如下关系式 =K(Z-a) (1-9) 式中K一 一与靶材物质主量子数有关的常数 屏敲常数，与电子所在的壳层位置有关。 式(19)为莫塞菜定律，它成为X射线荧光光谱分析和电子探针微区成分分析的理 论基础。分析方法是使某物质发出的特征X射线经过已知晶体进行衍射，然后算出波长 λ，利用标准样品定出K和a,从而根据(1-9)式确定原子序数Z。 在X射线多晶体衍射中，主要是利用K线作射源，L系或M系射线由于波长太 长，容易被物质吸收所以不用。另外，X射线的连续谱只增加衍射花样的背底，不利于行 射花样分析，因此总希望待征谱线强度与连续谱线强度之比趣大越好。实践和计算表明 当工作电压为K系激发电压的3~5倍时，1特1漆最大。 §1-5X射线与物质的相互作用 上节讨论的是X射线的产生和X射线本身的性质。下面要讨论的是X射线照射到 物质上将产生的效应。X射线照射到物质上与物质相互作用是个很复杂的过程。从能整 转换的观点宏观地看，可归结为三个能量转换过程：E1:散射能量：E2:吸收能量，包括真 吸收变热部分和光电效应、俄歌效应、正电子吸收等；E:透过物质，维续沿原入射方向传 播的能量，包括波长改变和不改变两部分。根据能量守恒定律，E1+E2+E=E。E为 光子能量、电子能量、原子能量和剩余能量的总和。 10
一、X射线的散射 物质对X射线的散射主要是电子与X射线的相互作用的结果。物质中的核外电子 可分为两大类：原子核束缚不紧的和源子核束缚较紧的电子，X射线照射到物质表面后对 于这两类电子会产生两种散射效应。 L.相干散射（弹性散射或汤姆逊散射） 当X射线与原子中束缚较紧的内层电子相撞时，光子把能量全部转给电子，电子受X 射线电磁波的影响将绕其平衡位置发生受迫振动，不斯被加速或被减速而且振动频率与 入射X射线的相同。经典电磁理论告诉我们，一个加速的带电粒子可作为一个新波源向 四周各方向发射电磁波，这样-一来，这个电子本身又变成了一个新的电磁波源，向四周辐 射电磁波，叫做X射线散射波。虽然入射波是单向的，但散射波却射向四面八方。这些 散射波之间符合振动方向相同、频率相同、位相差恒定的光的干涉条件，所以可以发生干 涉作用，故称之为相于散射。原来人射的光子由于能量散失，而随之消失（光子的静止质 量为零)。 )非相干散射（康普桶，县有圳效应） 当X射线光子与束缚力不大的外层电子或价电子或金属品体中自由电子相碰撞时 的散射过程可利用一个光子与个电子的弹性碰撞机制来描述，如图(19)： 这个电子将被撞离原运行方向同时带走光 子的一部分动能成为反冲电子；根据动量和能 量守恒，原来的X射线光量子也因碰撞而损失 掉一部分能量，使得波长增加并与原方向偏离 -WS 2日角散射光子和反冲中子的能量之和笔于入 射光子的能量。根据能量守恒和动量守恒的定 律，可以推导出散射线波长的增大值为 4='-1=0.0024(1-c0326) (1-10)》 其中和'分别为人射与散射光的波长(m) 20为二者传播方向之间的夹角。可见散射光的 图19X射线非相干散射 波长变化不依赖于人射光波长A,只与散射角20有关。在20=180时，c0s28=-1,△1 0.0024nm 经典电磁理论不能解释以的存在，也不能解释△以随20大小而改变，这种散射现象 和它的定量关系遵守量子理论规律，故有时叫凝子散射。由于这种散射效应是由A.H 康普顿和我国物理学家吴有训首先发现的，所以称康-吴效应，也称康普顿散射。散布于 空间各个方向的量子散射波与人射波的波长不相同，位相也不存在确定的关系，因此不能 产生干涉效应，也叫非相干散射。非相干散射不能参与晶体对X射线的行射，只会在衍 射图上形成强度随si日/a增加而谱加的背底，给衍射精度带来不利影响。入波长越短 被照射物质元素越轻，这一现象越显著。就此，在X射线强度一章中还要详细叙述。 二、X射线的吸收 【X射线的吸收与吸牧系数 ·11