Рентгенівські спектри, спектри випускання і поглинання рентгенівських променів, тобто електромагнітного випромінювання в області довжин хвиль від 10 -4 до 10 3 . Для дослідження спектрів рентгенівського випромінювання, що отримується, наприклад, в рентгенівській трубці, застосовують спектрометри з кристалом-аналізатором (або дифракційними гратами) або беськрістальную апаратуру, що складається з детектора (сцинтиляційного, газового пропорційного або напівпровідникового лічильника) і амплітудного аналізатора імпульсів (див. Спектральна апаратура рентгенівська ) . Для реєстрації Р. с. застосовують рентгенофотопленку і різні детектори іонізуючих випромінювань.
Спектром випромінювання рентгенівської трубки є накладення гальмівного і характеристичного Р. с. Гальмівним Р. с. виникає при гальмуванні заряджених часток, бомбардуючих мішень (див. Гальмівне випромінювання ) . Інтенсивність гальмівного спектру швидко зростає із зменшенням маси бомбардуючих часток і досягає значної величини при збудженні електронами. Гальмівним Р. с. — суцільний, оскільки частка може втратити при гальмівному випромінюванні будь-яку частину своєї енергії. Він безперервно розподілений по всіх довжинах хвиль l, аж до короткохвильового кордону l 0 = hc/ev ( h — Планка постійна, з — швидкість світла, е — заряд бомбардуючої частки, V — пройденная нею різниця потенціалів). З зростанням енергії часток інтенсивність гальмівного Р. с. I зростає, а l 0 зміщується у бік коротких хвиль ( мал. 1 ). Із збільшенням порядкового номера Z атомів мішені I також зростає.
Характеристичні Р. с. випускають атоми мішені, в яких при зіткненні із зарядженою часткою високої енергії або фотоном первинного рентгенівського випромінювання з однією з внутрішніх оболонок ( К-, L-, М- ... оболонок) вилітає електрон. Стан атома з вакансією у внутрішній оболонці (його початковий стан) нестійкий. Електрон однієї із зовнішніх оболонок може заповнити цю вакансію, і атом при цьому переходить в кінцевий стан з меншою енергією (стан з вакансією в зовнішній оболонці). Надлишок енергії атом може випустити у вигляді фотона характеристичного випромінювання. Оскільки енергії E 1 початкового і E 2 кінцевого станів атома квантовані, виникає лінія Р. с. з частотою n = ( E 1 — E 2 ) /h. Все можливі випромінювальні квантові переходи атома з початкового До -состоянія утворюють найбільш жорстку (короткохвильову) До -серію. Аналогічно утворюються L-, М-, N- серії ( мал. 2 ). Положення ліній характеристичного Р. с. залежить від атомного номера елементу, що становить мішень (див. Мозлі закон ) .
Кожна серія характеристичного Р. с. збуджується при проходженні бомбардуючими частками певної різниці потенціалів — потенціалу збудження V q ( q — індекс збуджуваної серії). При подальшому зростанні V інтенсивність / ліній цього спектру зростає пропорційно ( V — V q ) 2 потім зростання інтенсивності сповільнюється і при V » 11 V q починає падати.
Відносні інтенсивності ліній однієї серії визначаються вірогідністю квантових переходів і, отже, відповідними відбору правилами . Окрім найбільш яскравих ліній дипольного електричного випромінювання, в характеристичних Р. с. можуть бути виявлені лінії квадрупольного і октупольного електричних випромінювань і лінії дипольного і квадрупольного магнітних випромінювань.
Р. с. поглинання отримують, пропускаючи первинне рентгенівське випромінювання безперервного спектру через тонкий поглинач. При цьому розподіл інтенсивності по спектру змінюється — спостерігаються скачки і флуктуації поглинання, які і є Р. с. поглинання. Для кожного рівня Р. с. поглинання мають різкий низькочастотний (довгохвильову) Кордон n q ( h n q = ev q ) , при якій спостерігається перший стрибок поглинання ( мал. 3 ).
