X射线基础.docx

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X射线基础

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第一章X射线基础－－1.1概述

第一章X射线基础－－1.3X射线管工作条件的确定

　　大多数晶体衍射实验都需要使用单一波长的X射线。

特征谱线的存在，尤其是强度很大而且分得很开的Kα线的存在，给晶体衍射实验带来极大的方便。

因为只要适当选择工作条件，一只X射线管就可视为近似单色的辐射源。

如何确定X射线管的最佳工作条件呢？

这需要分析特征光谱强度与连续光谱强度之比随着X射线管的工作电压的改变是如何改变的。

实验证明，特征光谱的强度Ic是管电流i及管电压V的函数：

　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　（1.2）

式中指数n约1.5，Vk为特征谱线的激发电压，C为比例常数。

设W为X射线管可以采用的最大功率，则管电流i最多等于W/V，故特征光谱的最大强度Ic将为：

　　　　　　　　　　　（1.3）

Ic作为V／Vk的函数可用图1.4中的曲线a表示：

电压V越高，特征线的强度越大，但是它的增加变慢。

连续光谱的总强度Iw是与W、Z、V成正比的（式1.1），我们可推求特征光谱与连续光谱的强度比：

　　　　　（1.4）

图1.4中的曲线b给出了对于某一对阴极，Ic／Iw作为V／Vk函数的曲线图：

它初随V／Vk增大而迅速增加，直到V／Vk增至3左右以后，在一个比较大的范围内维持不变，而后缓慢地减小。

对于给定的V／Vk，对阴极元素的原子序数越大，则连续光谱所占的比例也越高，因为Iw正比于Z。

图1.4X射线管发射强度与管工作电压的关系

从上面的分析可知：

在实验中，当需要用一个管子的特征谱线（例如用其Kα线）作为单色辐射源时，最有利的管压应该为该特征谱线激发电压的三倍以上。

但也不宜太高，若太高，连续光谱所占的比例也增加（虽然比较慢）。

对于原子序数较小的对阴极，其Kα线的能量与其波长附近同宽度带连续光谱的能量相比较虽然较高，例如在30KV下工作的Cu靶X射线管，发射光束中CuKα辐射的强度约为其附近连续光谱强度的90倍，但是在X射线管的光束总能量中，特征光谱只占很小的一个份额，因为Ic／Iw是远小于1的。

所以，当需要使用“单色”射线时，除应选用适当的工作电压外，还必须选择适当的“单色化”手段。

当同一宽带的连续光谱起作用时，必须注意到它的作用是否可以同Kα线单独作用相比拟。

当需要“白色”X射线时，通常使用钨靶X射线管在50KV以上工作比较合适。

在此条件下，光谱中只含有弱的钨的L线；K线仅在电压高于69KV时才会出现，但是此时它们的强度还是很弱的，因为V/Vk才略大于1。

第一章X射线基础－－1.4X射线光谱

　　由X射线管所得到的X射线，其波长组成是很复杂的。

按其特征可以分成两部分：

连续光谱和特征光谱（图1.5），后者只与靶的组成元素有关。

这两部分射线是基于两种不同的机制产生的。

1.4.1连续光谱

　　连续光谱又称为“白色”X射线，包含了从短波限λm开始的全部波长，其强度随波长变化连续地改变。

从短波限开始随着波长的增加强度迅速达到一个极大值，之后逐渐减弱，趋向于零（图1.5）。

连续光谱的短波限λm只决定于X射线管的工作高压。

图1.5X射线管产生的X射线的波长谱

　　目前还没有一个简单的理论能够对连续光谱变化的现象给予全面的清楚的解释，但应用量子理论可以简单说明为什么连续光谱具有一个短波极限。

该理论认为，当能量为eV的电子和物质相碰撞产生光量子时，光量子的能量至多等于电子的能量，因此辐射必定有一个频率上限νm，此上限值应由下面的关系式决定：

　（1.5）

式中h为普朗克常数，C为光速。

当V以伏特为单位，波长λ以埃为单位时，短波极限λm可以表示为：

　　（1.6）

如果一个电子射入物质后在发生有效碰撞（产生光量子）之前速度有所降低，则碰撞产生光量子的能量就会减小。

由于多种因素使得发生有效碰撞的电子速度可以从零到初速连续的取值，因而出现了连续光谱，其波长自λm开始向长波长方向伸展。

但是，量子论的这个解释并不能给出能量从电子传递到光子的机制。

　　实验指出，X射线管对阴极所接受的能量与高压V成正比，而输出辐射能占所得总能量的百分数（式1.1）又与原子序数Z以及高压V成正比，因此可推求出光谱的总能量（图1.5中某一连续谱线下的面积）是和ZV2成正比的。

可见，对于在一定条件（管电流i和管电压V）下工作的管子，因为连续光谱的强度和对阴极元素的原子序数Z成正比，所以，当需要用“白色”辐射（即包含有所有波长的连续辐射）时，选择重元素金属作靶的管子将更为有效，例如，用钨靶所得的“白色”辐射总能量是铜靶的2.6倍。

从图1.5中我们还应注意到，连续光谱是从短波极限处突然开始的，大部分能量都集中在接近短波极限的位置，高电压对连续光谱有利。

随着使用电压的增加，λm变短，“白色”辐射的能量相对更集中在短波极限一侧的一个范围内。

在晶体衍射实验中，只有Laue法和能量色散型衍射仪需要使用连续光谱的X射线；而在其它的晶体衍射方法中，通常则要求使用“单色”X射线，连续光谱对这些方法所得的结果是不利的。

因为连续光谱是这些衍射方法的衍射图背景产生的主要原因，此时需要适当选取X射线管的工作条件，同时需要采取必要的手段来避免连续光谱的不利影响。

1.4.2特征光谱

在连续光谱上会有几条强度很高的线光谱（图1.5），但是它只占X射线管辐射总能量的很小一部分。

特征光谱的波长和X射线管的工作条件无关，只取决于对阴极组成元素的种类，是对阴极元素的特征谱线。

阴极射线的电子流轰击到靶面，如果能量足够高，靶内一些原子的内层电子会被轰出，使原子处于能级较高的激发态。

图1.6b表示的是原子的基态和K、L、M、N等激发态的能级图，K层电子被击出称为K激发态，L层电子被击出称为L激发态，依次类推。

原子的激发态是不稳定的，寿命不超过10-8秒，此时内层轨道上的空位将被离核更远轨道上的电子所补充，从而使原子能级降低，这时，多余的能量便以光量子的形式辐射出来。

图1.6a描述了上述激发机理。

处于K激发态的原子，当不同外层的电子（L、M、N…层）向K层跃迁时放出的能量各不相同，产生的一系列辐射统称为K系辐射。

同样，L层电子被击出后，原子处于L激发态，所产生一系列辐射则统称为L系辐射，依次类推。

基于上述机制产生的X射线，其波长只与原子处于不同能级时发生电子跃迁的能级差有关，而原子的能级是由原子结构决定的，因此，这些有特征波长的辐射将能够反映出原子的结构特点，我们称之为特征光谱。

　　元素的每条线光谱都是近单色的，衍射峰的半高宽小于0.01埃。

参与产生特征X射线的电子层是原子的内电子层，内层电子的能量可以认为仅决定于原子核而与外层电子无关，（外层电子决定原子的化学性质和它们的紫外、可见光谱），所以，元素的X射线特征光谱比较简单，且随原子序数作有规律的变化，特征光谱只取决于元素的种类而不论物质处于何种化学或物理状态。

各系X射线特征辐射都包含几个很接近的频率。

例如，K系辐射包含Kα1、Kα2和Kβ三个频率，Kα1、Kα2波长非常接近，相距0.004埃，在实际使用时常常分不开，统称为Kα线，Kβ线比Kα线频率要高，波长要短一些（见图1.5）。

Kα线是电子由L层跃迁到K层时产生的辐射，而Kβ线则是电子由M层跃迁到K层时产生的（图1.6a）。

实际上L、M等能级又可分化成几个亚能级，依照选择法则，在能级之间只有满足一定选律要求时跃迁才会发生。

例如跃迁到K层的电子如果来自L层，则只能从LⅡ和LⅢ亚层跃迁过来；如果来自M层，则只能从MⅡ及MⅢ亚层跃迁过来。

所以，Kα线就有Kα1和Kα2之分，Kβ线理论上也应该是双重的，但是Kβ线的两根线中有一根非常弱，因此可以忽略。

　　各个系X射线的相对强度与产生该射线时能级的跃迁机遇有关。

由于从L层跃迁到K层的机遇最大，所以Kα强度大于Kβ的强度，而在Kα线中，Kα1的强度又大于Kα2的强度。

Kα2、Kα1和Kβ三线的强度比约为50﹕100﹕22。

考虑到Kα1的强度是Kα2强度的两倍，所以，Kα的平均波长应取两者的加权平均值：

　　（1.7）

第一章X射线基础－－1.5物质对X射线的吸收，实验波长及滤波片的选择

　　X射线穿过物质之后，强度会衰减。

前面已经指出，这是因为X射线同物质相互作用时经历各种复杂的物理、化学过程，从而引起各种效应转化了入射线的部分能量。

如下图所示：

1.5.1线吸收系数

　　实验证明，X射线穿透物质后的强度衰减与射线在物质中经过的距离成正比。

假设入射线的强度为I0，进入一块密度均匀的吸收体，在x处时其强度为Ix，当通过厚度dx时强度的衰减为dI，定义μ为X射线通过单位厚度时被吸收的比率，则有：

　　　（1.8）

考虑边界条件并进行积分，则得：

　　　（1.9）

式中μ称为线衰减系数，x为试样厚度。

我们知道，衰减至少应被视为物质对入射线的散射和吸收的结果，系数μ应该是这两部分作用之和。

但由于因散射而引起的衰减远小于因吸收而引起的衰减，故通常直接称μ为线吸收系数，而忽略散射的部分。

1.5.2质量吸收系数

式（1.9）常常写成如下形式：

　　（1.10）

式中ρ为吸收体的密度，（μ/ρ）称为质量吸收系数，它是物质固有的特性，对于一定波长的入射X射线，每种物质都具有一定的值。

质量吸收系数常用μ*或μm来表示。

X射线被物质吸收的性质与物质的化学组成有关。

在理想情况下，作为一级近似，元素的质量吸收系数可以认为与元素的物理化学状态无关，由两种元素以上组成的化合物、混合物、溶液等物质的质量吸收系数μm可以由各组成元素的μ/ρ进行线性加和得到。

假定物质的各组成元素的μ/ρ分别为（μ1/ρ1）、（μ2/ρ2）、（μ3/ρ3）…其质量百分数分别为x1、x2、x3…则物质的μm可按下式计算：

　（1.11）

1.5.3吸收系数与波长及元素的关系

　　元素的吸收系数是入射线的波长和吸收元素原子序数的函数。

如图1.8a所示，对于一种元素其质量吸收系数μm随着波长的变化有若干突变，发生突变的波长称为吸收限（或称吸收边）。

在各个吸收限之间质量吸收系数随波长增加而增大。

所以短波长的X射线（所谓硬X射线）穿透能力大，而长波长的X射线（所谓软X射线）则容易被物质吸收。

对于X射线的实验技术来说，最有用的是第一吸收限，即K吸收限。

质量吸收系数随着波长的变化有突变的原因，也就是元素特征光谱产生的原因。

当入射X射线的能量足够把内层电子轰出时（即光电效应），能量便被吸收，并会部分转化为元素二次辐射的能量。

各个吸收限之间的区域内质量吸收系数符合下面的近似关系：

　　（1.12）

式中K为常数。

对于给定的波长λ，μm随Z的增大也有类似的规律，如图1.8b所示。

图1.8物质的质量吸收系数（μ*）

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1.5.4实验波长的选择

　　在X射线衍射实验中：

如果所用X射线波长较短，正好小于样品组成元素的吸收限，则X射线将大量地被吸收，产生荧光现象，造成衍射图上不希望有的深背景；如果所用X射线波长正好等于或稍大于吸收限，则吸收最小。

因此进行衍射实验时应该依据样品的组成来合理地选择工作靶的种类：

应保证样品中最轻元素（钙和原子序数比钙小的元素除外）的原子序数比靶材元素的原子序数稍大或相等。

如果靶材元素的原子序数比样品中的元素原子序数大2～4，则X射线将被大量吸收因而产生严重的荧光现象，不利于衍射分析。

1.5.5滤波片

　　使X射线管产生的X射线单色化，常采用滤波片法。

利用滤波片的吸收限进行滤波，除去不需要的Kβ线，使用滤波片是最简单的单色化方法，但只能获得近似单色的X射线。

原子序数低于靶元素原子序数1或2的元素，其K吸收限波长正好在靶元素的Kα和Kβ波长之间，因此对于每种元素作为靶的X射线管，理论上都能找到一种物质制成它的Kβ滤波片。

使用Kβ滤波片还可以吸收掉大部分的“白色”射线（图1.8）。

滤波片的厚度通常按Kβ的剩余强度为透过滤波片前的0.01计算，此时Kα通常被衰减掉一半。

图1.9Cu的X射线光谱在通过Ni滤片之前（a）

和通过滤片之后（b）的比较（虚线为Ni的质量吸收系数曲线）

第一章X射线基础－－1.6晶体对X射线的衍射

　X射线照射到晶体上发生散射，其中衍射现象是X射线被晶体散射的一种特殊表现。

晶体的基本特征是其微观结构（原子、分子或离子的排列）具有周期性，当X射线被散射时，散射波中与入射波波长相同的相干散射波，会互相干涉，在一些特定的方向上互相加强，产生衍射线。

晶体可能产生衍射的方向决定于晶体微观结构的类型（晶胞类型）及其基本尺寸（晶面间距，晶胞参数等）；而衍射强度决定于晶体中各组成原子的元素种类及其分布排列的坐标。

晶体衍射方法是目前研究晶体结构最有力的方法

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1.6.1衍射几何方程

　　联系X射线衍射方向与晶体结构之间关系的方程有两个：

劳埃（Laue）方程和布拉格（Bragg）方程。

前者基于直线点阵，而后者基于平面点阵，这两个方程实际上是等效的。

1劳埃（Laue）方程

首先考虑一行周期为a0的原子列对入射X射线的衍射。

如图1.10所示（忽略原子的大小），当入射角为α0时，在αh角处观测散射线的叠加强度。

相距为a0的两个原子散射的X射线光程差为a0（cosαh-cosα0），当光程差为零或等于波长的整数倍时，散射波的波峰和波谷分别互相叠加而强度达到极大值。

光程差为零时，干涉最强，此时入射角a0等于出射角，衍射称为零级衍射。

图1.10一行原子列对X射线的衍射

晶体结构是一种三维的周期结构，设有三行不共面的原子列，其周期大小分别为a0、b0、c0，入射X射线同它们的交角分别为α0、β0、γ0，当衍射角分别为αh、βk、γl，则必定满足下列的条件：

　　（1.13）

式中h，k，l为整数（可为零和正或负的数），称为衍射指标,λ为入射线的波长。

式（1.13）是晶体产生X射线衍射的条件，称劳埃方程。

衍射指标hkl的整数性决定了晶体衍射方向的分立性，每一套衍射指标规定了一个衍射方向。

.2布拉格方程

　　晶体的空间点阵可划分为一族平行且等间距的平面点阵（hkl），或者称晶面。

同一晶体不同指标的晶面在空间的取向不同，晶面间距d（hkl）也不同。

设有一组晶面，间距为d（hkl），一束平行X射线射到该晶面族上，入射角为θ。

对于每一个晶面散射波的最大干涉强度的条件应该是：

入射角和散射角的大小相等，且入射线、散射线和平面法线三者在同一平面内（类似镜面对可见光的反射条件），如图1.11a所示，因为在此条件下光程都是一样的，图中入射线s0在P，Q，R处的相位相同，而散射线s在P’，Q’，R’处仍是同相，这是产生衍射的必要条件。

图1.11布拉格方程的推引

　　现在考虑相邻晶面产生衍射的条件。

如图1.11b所示的晶面1，2，3，……间距为d（hkl），相邻两个晶面上的入射线和散射线的光程差为：

MB＋BN，而MB＝BN＝d（hkl）sinθn,即光程差为2d（hkl）sinθn，当光程差为波长λ的整数倍时，相干散射波就能互相加强从而产生衍射。

由此得晶面族产生衍射的条件为：

　　（1.14）

式中n为1，2，3，……等整数，θn为相应某一n值的衍射角，n则称衍射级数。

式（1.14）称为布拉格方程，是晶体学中最基本的方程之一。

　　根据布拉格方程，我们可以把晶体对X射线的衍射看作为“反射”，并乐于借用普通光学中“反射”这个术语，因为晶面产生衍射时，入射线、衍射线和晶面法线的关系符合镜面对可见光的反射定律。

但是，这种“反射”并不是任意入射角都能产生的，只有符合布拉格方程的条件才能发生，故又常称为“选择反射”。

据此，每当我们观测到一束衍射线，就能立即想象出产生这个衍射的晶面族的取向，并且由衍射角θn便可依据布拉格方程计算出这组平行晶面的间距（当实验波长也是已知时）。

　　由布拉格方程，我们可以知道如果要进行晶体衍射实验，其必要条件是：

所用X射线的波长λ<2d。

但是λ不能太小，否则衍射角也会很小，衍射线将集中在出射光路附近的很小的角度范围内，观测就无法进行。

晶面间距一般在10埃以内，此外考虑到在空气中波长大于2埃的X射线衰减很严重，所以在晶体衍射工作中常用的X射线波长范围是0.5至2埃。

对于一组晶面hkl，它可能产生的衍射数目n决定于晶面间距d，因为必须满足nλ<2d。

如果我们把第n级衍射视为和晶面族hkl平行但间距为d／n的晶面的第一级衍射（依照晶面指数的定义，这些假想晶面的指数为nh，nk，nl，在n个这样的假想晶面中只有一个是实际晶体结构的一个点阵平面），于是布拉格方程可以简化表达为：

　　（1.15）

　　因为在一般情况下，一个三维晶体对一束平行而单色的入射X射线是不会使之发生衍射的，如果要产生衍射，则至少要求有一组晶面的取向恰好能满足布拉格方程，所以对于单晶的衍射实验，一般采用以下两种方法：

1.用一束平行的“白色”X射线照射一颗静止的单晶，这样，对于任何一组晶面总有一个可能的波长能够满足布拉格方程；2.用一束平行的单色X射线照射一颗不断旋转的晶体，在晶体旋转的过程中各个取向的晶面都有机会通过满足布拉格方程的位置，此时晶面与入射X射线所成的角度就是衍射角。

对于无织构的多晶样品（如微晶的聚晶体，很细的粉末等），当使用单色的X射线作入射光时，总是能够产生衍射的。

因为在样品中，晶粒的取向是机遇的，所以任意一种取向的晶面总是有可能在某几颗取向恰当的晶粒中处于能产生衍射的位置，这就是目前大多数多晶衍射实验所采用的方法，称为“角度色散”型方法。

对于多晶样品采用“白色”X射线照射，在固定的角度位置上观测，则只有某些波长的X射线能产生衍射极大，依据此时的角度大小和产生衍射的X射线波长就能计算得出相应的晶面间距大小，这就是所谓“能量色散”型的多晶X射线衍射方法。

1.6.2多晶X射线的衍射强度

　　劳埃（Laue）方程和布拉格（Bragg）方程只是确定了衍射方向与晶体结构基本周期的关系，通过对衍射方向的测量，理论上我们可以确定晶体结构的对称类型和晶胞参数。

而X射线对于晶体的衍射强度则决定于晶体中原子的元素种类及其排列分布的位置，此外，还与诸多其它的因素有关。

　　所谓衍射强度是指“积分强度”，积分强度是一个能量的概念，一个在理论上能够计算并且实验上也能测量的量。

在晶体衍射的记录图中（照片、照片的光度计扫描图或衍射仪记录图等），照片的黑度或衍射仪记录图的强度曲线下面的面积，应该与检测点处的衍射线功率成正比，比例系数是仪器条件的函数。

在理论上以检测点处通过单位截面积上衍射线的功率定义为某衍射线的强度（绝对积分强度）。

纯物质衍射线强度的表达式很复杂，但是可以简明地写成下面的形式：

　　（1.16）

式中：

I0为单位截面积上入射的单色X射线功率；|F|称为结构因子，取决于晶体的结构以及晶体所含原子的性质。

结构因子可由下式求算：

　　（1.17）

式中fn是晶体单胞中第n个原子的散射因子，（xn、yn、zn）是第n个原子的坐标，h、k、l是所观测的衍射线的衍射指标，公式求和计算时需包括晶体单胞内所有原子；K是一个综合因子，它与实验时的衍射几何条件，试样的形状、吸收性质，温度以及一些物理常数有关。

对于粉末衍射仪而言（粉末衍射仪使用时将样品压成平板状，入射线和衍射线对样品平面的交角总是相等的），K由下式求算：

　　（1.18）

式中:

　　因子①与实验条件有关：

A为样品受照射的面积，R为衍射仪圆的扫描半径；

　　因子②是一些物理常数：

e为电子的电荷，m为电子的质量，C为光速，λ为实验时X射线的波长；

　　因子③称作多重性因子，在粉末衍射中，晶面间距相等的晶面其衍射角相等，由于对称性的联系，这些晶面可能有j种晶面指标；

　　因子④中V是单位晶胞的体积；

　　因子⑤是衍射仪条件下的洛伦茨偏振因子；

　　因子⑥为温度因子，原子的热振动将使衍射减弱,故衍射强度与温度有关；

　　因子⑦是衍射仪条件下的吸收因子，它只和样品的吸收性质有关。

第一章X射线基础－－1.7X射线的检测

　利用X射线和物质相互作用的一些效应，我们可以有很多有效的检测X射线的方法。

常用的检测手段如下：

1.7.1荧光板

　　荧光板是将ZnS、CdS等荧光材料涂布在纸板上制成，常用来确认光源产生的原射线束的存在。

1.7.2照相方法

　　照相法是最早使用的检测并记录X射线的方法，直到现在仍是一种常用的基本方法。

X射线与可见光一样，能够使感光乳剂感光。

当感光乳剂受到X射线照射后，AgBr颗粒离解形成显影核，经过显影而游离出来的单质银微粒使感光处变黑。

　　在一定的曝光条件下，黑度是与曝光量成比例的。

黑度也和波长有关。

测量黑度的简单方法是目估，较为准确的测量方法则需要事先制作好黑度标准，或者用光电黑度计来扫描测量。

1.7.3正比计数管（PC）

正比计数管（PC）和电离室、盖革计数管都是气体器件，但后两者在X射线分析仪器中已经不常使用。

PC一般以一个内径约25mm的金属圆筒作为阴极，圆筒中心有一根拉成直线的钨丝作为阳极，筒内充满0.5至1个大气压的氩气或氙气，并加有10%左右的淬灭气体（一般为CH4、乙醇或Cl2）。

圆筒的侧壁或一端设有入射X射线的“窗”，由于衍射实验使用的X射线的多为软X射线，因此要求窗壁极薄，所用窗口材料通常为云母片或者铍片。

图1.12正比计数管的结构

　　在使用正比计数管时，两电极间需要加上1000至2000伏的直流高压。

计数管在被X射线照射时，管内气体被电离，初始产生的离子对数目与X射线的量子能量成比例，在极间电压的作用下，离子定向运动并在运动过程中不断碰撞其它的中性气体分子，由此产生二次以至多次的电离并伴随着光电效应，此时电离的数目大量增殖从而形成放电（称为电子雪崩或气体放电），直到所有电荷都聚集到相应的电极上，放电才停止，每次放电的时间历程极短,约0.2～0.5微秒。

因此，每当有一个X射线量子进入计数管时，两极间将有一脉冲电流通过。

正比计数管工作在气体放电的正比区，脉冲电流在负载电阻上产生的平均电压降（即脉冲电压幅度）与入射X射线的量子能量成正比，故称正比计数管。

　　正比计数管在接收单一波长的射线时，每个X射线量子产生的电脉冲幅度实际上不是严格相同的，而是分布在以平均幅度为中心的比较狭窄的一个范围内的，根据PC的放电特性，平均幅度的大小由入射X射线的量子能量决定，若脉冲分布的宽度越窄，其能量分辨能力就越好。

能量分辨能力可用能量分辨率η来表示，作为计数管的一个重要特性：

　　能量分辨率η＝分布的半高宽W÷平均脉冲幅度h×100％

图1.13不同能量的X射线的脉冲幅度分布

1.7.4NaI（Tl）闪烁计数管（SC）

　　X射线衍射分析中使用的闪烁计数管，其闪烁体大多使用掺有Tl的NaI晶体。

下图示出闪烁计数管的基本结构，它由三部分组成：

闪烁体、光电倍增管和前置放大器。

图1.14闪烁计数管的基本结构及工作原理

　　闪烁体是掺有0.5％左右的Tl作为激活剂的NaI透明单晶体的切片，厚约1～2mm。

晶体被密封在一个特制的盒子里，以防止NaI晶体受潮损坏。

密封盒的一面是薄的铍片（不透光），用来作为接收X射线的窗；另一面是对蓝紫光透明的光学玻璃片。

密封盒的透光面紧贴在端窗式的光电倍增管的光电阴极窗面上，界面上涂有一薄层光学硅脂以增加界面的光导率。

NaI晶体被X射线激发能发出4200埃（蓝紫色）的可见光，每个入射X射线量子将使晶体产生一次闪烁，每次闪烁将激发倍增管光电阴极产生光电子，这些一次光电子被第一级打拿极（D1）收集并激发出更多的二次电子，再被下一级打拿极（D2）收集，又倍增出更多的电子，如此，光电阴极发射的光电子经10级打拿极