1）         探測器的能量分辯率

雖然探測器產生電脈沖的幅值是由入射X 射線光子的能量所決 定，但并不是具有同一波長的X 光束所生成的脈沖幅值完全相 同。因為產生電脈沖的過程是一個隨機過程，所以產生的電脈 沖幅值符合隨機分布（高斯分布）。圖2.15 顯示了這種分布相 應的光子數與其所具能量的關系，它是有一定寬度的，具有峰 值能量的光子數最多，代表了這束光子的主流能量。

我們通常用將這個分布圖稱為脈沖高度分布曲線，或譜線能量 分布圖。圖中峰值高度一半處的寬度稱為半寬度（FWHM ），而 它與最大計數率比值的百分率稱為探測器的能量分辨率，即能 量分辨率 = （半寬度 / 最大計數率）x 100 。

一個探測器的能量分辨率，對不同波長的單色X 射線而言，是大致相同的。從實際測試來看，充氣計數 器的能量分辨率在20-40% 左右（輕元素更大），閃爍計數器的能量分辨率在30-50% 左右。

2）         探測器的脈沖高度飄移

使用充氣正比計數器（流氣式和封閉式）時，脈沖高度分布會隨計數率的升高而向低能量的方向飄移， 也就是說探測器輸出的脈沖幅值變小了，這種現象稱為脈沖高度飄移（Pluse Amplitude Shift ）。 這是由于隨著計數率升高，在陽極周圍形成離子鞘使電場有所下降，改變了氣體增益。探測器使用的高 壓越高，陽極絲越細，入射能量越高，這種現象越顯著。使用氣體種類不同，飄移程度也不一樣，其次 序依次為：Xe > Kr > Ar（P10）> Ne。消除脈沖高度飄移影響的方法有：

 ● 使用自動增益電路（AGC ）將脈沖幅值再放大到原來值。

 ● 不使用過高的探測器高壓。

● PHD 道寬設置不要太窄。

 3）逃逸峰

當進入探測器的X 光光子的能量大于充氣氣體的吸收限波長時，也即入射X 射線波長短于充氣氣體的吸 收限波長時，就將產生所謂的逃逸峰（見圖2.15 左側的小峰）。例如所充氣體為Ar， 它的K 系吸收限 波長為3.87 埃，因而只要進入探測器的X 射線波長小于此值，就能在初級電離過程中導至Ar的Kα躍遷 產生ArKα線。

當一束X 射線光子射入探測器，其能量足以使Ar產生ArKα線，則部分光子將產生ArKα線，然后這部分 光子剩余的能量再產生電子離子對并通過雪崩放大。如果形成的ArKα線又被吸收產生帶電粒子，那就 不存在什么問題，因為生成的電脈沖幅值仍和原光子能量成正比。如果形成的ArKα線沒有被吸收產生 帶電粒子，則這部分光子隨后產生的電脈沖幅值將小于不產生ArKα線光子所形成的電脈沖。因此，在 脈沖高度分布圖上就顯示出一個能量教較低的一個小峰，因為它是由于能量損失而產生的，故叫逃逸峰。 只要不和試樣中其他譜線的能量發生重疊，逃逸峰的存在不會引起麻煩的。但是，因為產生逃逸峰的光 子也是入射譜線光子的一部分，因此，計數時應該將它計算在內，否則要損失強度。在使用閃爍計數器 時，如果發生了使碘激發的情況，那也會產生逃逸峰。

3）         探測器的死時間

 光子進入探測器產生電子離子對，再在雪崩中放大，這樣一個時間過程約需10-7秒數量級。帶電粒子在 向陰陽極奔去的過程中，由于離子的質量大于電子，所以移動的速度要小于電子，因而就在陽極絲周圍 形成了陽離子層，并阻礙了雪崩效應，當陽離子層散去后，又恢復下一個過程。在陽離子層形成到消散 的這一時間段內，探測器像“死”了一樣。因此人們定義，在一個光子引發電離后，探測器不能再檢測 下一輪光子產生電離過程的時間為探測器的死時間，在這段時間內進入探測器的光子不被計數。由于死時間的存在，進入探測器的總光子數可能有一小部分沒有被計數，即測到的強度不真實地反映了 入射X 熒光的強度，這種情況隨熒光強度的增加（光子數增加）而加重。

在儀器出廠時，死時間一般都已輸入軟件，然后根據這個時間進行數學校正，使沒有被記錄的光子數補 回來。近代儀器中死時間的校正，已經可以達到在很高計數率的情況下不受影響（在實際測量中，已經 沒有必要測量或者甚至要超過這樣高的計數）。

 ARL 儀器通過死時間校正可以確保，在使用流氣正比計數器、封閉充氣計數器和閃爍計數器時計數率分 別達到2Mcps 、1Mcps 和1.5Mcps 時，不受死時間影響。

4）         探測器的穩定性

除了探測器高壓和氣體流量的不穩定所引起的測量信號波動外，探測器本身的穩定性取決于陽極絲的清 潔。由于充氣的純度不夠或長期使用形成的小顆粒沉積在陽極絲表面，使陽極絲的有效直徑改變，導致 局部電場破壞改變氣體放大增益使測定數據波動。

發生這種情況后，原則上需更換陽極絲或探測器，也可非常小心的用有機溶劑清冼陽極絲，但效果不一 定會很好。