Разное

Поглощение рентгеновского излучения в воздухе. Поглощение рентгеновских лучей веществом

05.12.2023

Лабораторная работа ¹ 62

Задача ¹3.

Изучение поглощения рентгеновских лучей.

§1.Взаимодействие рентгеновских лучей с веществом.

При прохождении пучка рентгеновских лучей через веществ о его интенсивность уменьшается. Это уменьшение объясняется сле дующими причи- нами:

1.томсоновским или когерентным рассеянием;

2.комптоновским или некогерентным рассеянием;

3.поглощением рентгеновских лучей в веществе.

Томсоновское рассеяние происходит без изменения энерги и рассеянных квантов. После рассеяния они лишь изменяют направление своего движения, выходя, таким образом, из первичного рентгеновского п учка.

При комптоновском рассеянии из атомов выбиваются, так наз ываемые электроны отдачи, на что расходуется часть энергии кванта и, следовательно, при этом увеличивается длина его волны.

Наконец, в акте поглощения рентгеновских лучей квант исчезает полностью. Его энергия расходуется на ионизацию атома и на сообщ ение кинетической энергии выброшенному из атома электрону.

Для монохроматического излучения можно считать, что вызв анное тремя перечисленными причинами уменьшение интенсивности рентгеновского пучка /dI / при прохождении тонкого слоя /dx/ вещества пропорционально интенсивности пучка и толщине ослабляющего слоя.

dI = − Iμ dx

Коэффициент пропорциональности μ называется линейным коэффициентом ослабления.

Лабораторная работа ¹ 62

на ослабляющего слоя. Коэффициент μ имеет размерность L− 1 и измеряется обычно в см− 1 . Он может быть представлен в виде суммы двух величин:

Преобразуем формулу (1) к виду, более удобному для практиче ского использования. Пусть поперечное сечение рентгеновского пу чка равноS, а плотность ослабляющего вещества ρ . Перепишем показатель степени в (1) следующим образом:

Величина r называется массовым коэффициентом ослабления. Она име-

ет размерность L2 M − 1 и измеряется обычно в ñì 2 ã . Как и раньше мы можем написать:

массовый коэффициент рассеяния,

Массовый коэффициент

истинного

поглощения.

Введение массовых коэффициентов оказывается удобным, по тому что при этом отпадает необходимость определять коэффициенты ослабления для

всего бесконечного множества химических соединений, т.к. r для сложных

Лабораторная работа ¹ 62

веществ очень просто определяется через ρ для составляющих их элементов.

Это возможно, потому что поглощение и рассеяние рентгеновских лучей осуществляется в основном внутренними электронами атома, со стояние которых не зависит от того, входит атом в химическое соединение ил и нет.

Если обозначить через pi весовую долю, которую i-ый элемент составля-

ет от общего веса соединения (причем Σ pi = 1), то поверхностная плотность

для каждого элемента в отдельности будет равна pi m и ослабление, давае-

Общее ослабление будет определятся произведением сомно жителей для отдельных элементов.

F m I

F m I

J × p i

M×SG J × pi

Π e

H r K

i H r K

Очевидно, что сумма, стоящая в показателе степени экспоне нты, является массовым коэффициентом ослабления для сложного вещества

μ I

= Σ G

ρ K i

Преобразуем формулу (6) теперь еще раз, умножив и разделив к аждое слагаемое в показателе степени на Ai - массу одного атома i-го сорта. Так как

элемента, приходящееся на 1 см2 ñëîÿ.

μ I

ρ K i

F m I

G J A i

I 0 e

Sb m g n

H r K i

à i i

Величина b μ à g

имеет размерность

и называется эффективным сече-

нием. Она обозначает ту площадь, которую мы должны приписа ть атому, чтобы объяснить его поглощающую и рассеивающую сущность. Конечно, она не

Лабораторная работа ¹ 62

имеет ничего общего с действительной площадью поперечного сечения атома.

Мы видим, таким образом, что ослабление рентгеновских луч ей определя-

ется суммой эффективных сечений всех атомов, находящихся на 1 см2 ослабляющего слоя. Эту сумму можно получить, просуммировав эффективные сече- ния атомов одной молекулы, а затем умножив на общее число м олекул, при-

ходящихся на 1см2 . Таким образом,

ãäå σ à è σ m соответственно атомное и молекулярное сечение рассеяния, τ à è τ m - атомное и молекулярное сечение истинного поглощения.

Относительная роль рассеяния и поглощения в ослаблении р ентгеновских лучей различна при различных длинах волн. Если длина волны доста-

точно велика (λ = 1 A), òî σ пренебрежимо мала по сравнению с τ , и мы можем считать, что все ослабление рентгеновских лучей вызвано истинным поглощением. В настоящей работе с учетом этого обстоятель ства исследуются законы поглощения рентгеновских лучей в веществе.

§2.Поглощение рентгеновских лучей в веществе.

Рассмотрим подробнее законы поглощения рентгеновских л учей веществом. Мы уже упоминали во введении, что электроны занимают в атоме различные энергетические уровни K,L,M и т.д., соответствующие зна чениям главного квантового числа n = 1, 2, 3. Каждый из этих уровней делится на подуровни, число которых равно 2 и -1. Рентгеновский квант может удалить электрон с какого-либо подуровня только в том случае, если его энергия превышает потенциал ионизации данного подуровня. Для большей наглядности изобразим на одном и том же рисунке зависимость энергии квант а от длины волны и систему энергетических уровней атома (см рис.1). Как известно, энергия

Она изображается спадающей кривой. Обозначим символом λ k длину волны, при которой энергия кванта равна энергии K-уровня. При λ < λ k , энергия

Лабораторная работа ¹ 62

кванта превышает потенциал ионизации любого подуровня а тома, поэтому поглощение будет осуществляться электронами всех подур овней. Коэффициент массового поглощения в этой области будет представле н суммой коэффициентов, учитывающих поглощение отдельными подуровнями.

τ I

τ I

τ I

τ I

τ I

J + K

ρ K

ρ K K

ρ K L

ρ K L

ρ K L

Как показывает опыт, изменение в этой области происходит по степенно-

му закону

C 1 λS 1

причем S1 ≈ 3.

Однако, если длина волны кванта хотя бы незначительно пре вышаетλ k , то его энергия уже не достаточна для ионизации K-уровня. Поэто му приλ > λ k K-электроны выключаются из поглощения, что приводит к резк ому уменьшению коэффициента поглощения. При λ k будет иметь место, как говорят, K- скачок поглощения. Длина волны λ k называется K-краем поглощения.

В то же время поглощение рентгеновских лучей остальными п одуровнями

Лабораторная работа ¹ 62

скачка не испытывают и продолжают увеличиваться. Очевидн о, что в области длин волн λ k < λ < λ L I массовый коэффициент поглощения по-прежнему мо-

жет быть представлен суммой коэффициентов, относящихся к различным подуровням, однако член, связанный с K-уровнем будет в этой сумме отсутствовать.

τ I

τ I

τ I

τ I

τ I

ρ K

ρ K L

ρ K L

ρ K L

ρ K M

После K-скачка с увеличением длины волны также происходит возрастание по степенному закону, но постоянные C и S имеют другие значения.

При дальнейшем уменьшении энергии кванта, т.е. при увеличе нии длины волны, будут последовательно выключаться из поглощения LI , LII , LIII , MI и т.д. подуровни и возникнут LI , LII , LIII ,K- скачки поглощения.

Избрав определенную длину волны, можно определить зависи мостьρ от атомного номера поглощающего элемента.

При малых z энергия связи K-электронов с атомом мала, но она растет п- ри увеличении z. Наконец, при некотором z она становится больше, нежели энергия кванта при данной длине волны. Коэффициент поглощ ения при этом z резко упадет, т.к. K-оболочка выключится из поглощения. Поэт ому зависи-

мость ρ τ от z будет иметь такие же скачки, как и зависимость ρ τ îò λ , à

в промежутках между скачками она также будет выражаться степенной функцией:

C b λ g z k

Где k 3. Формулы (13) и (15) можно объединить в одну,

C c λ S z k h

§3.Монохроматизация рентгеновского излучения.

Рентгеновская трубка дает немонохроматическое излучени е, в состав которого входят характеристические линии K α I , K α II , K β I , а также тормозной

Лабораторная работа ¹ 62

спектр. Так как в условиях нашей работы дублет Kα I ,II неразрешим, то мы можем считать его одной линией. Монохроматическое излучение можно получить, выделив кристаллом K α I , èëè K β I линию. Схема установки для монохроматизации показана на рис.2.

Источником рентгеновского излучения является рентгенов ская трубка PT. При помощи щели S1 и диафрагмы S2 выделяется узкий пучок рентгеновских лучей, падающий на кристалл K. Специальное гониометрическое устройство обеспечивает возможность поворота кристалла вокруг оси O и установки нужного угла θ . Поворачивая кристалл, мы можем подобрать угол θ таким, чтобы условие Брегга-Вульфа выполнилось. При этом в направлении зеркального отражения будет распространяться отраженный рентгеновский луч. Однако он может и не быть монохроматическим. В самом деле, е сли условие Брегга-Вульфа выполняется для некоторой длины волны λ 1 ïðè n = 1, òî îíî

будет выполняться и для λ 2 1 ïðè n = 2, äëÿ λ 3 1 ïðè n = 3 и т.д. Т.е., в отражен-

ном луче могут присутствовать так называемые высшие порядки отражения. Длины волн этих высших порядков в целое число раз меньше длины волны излучения, которое мы хотим выделить. Высшие порядки будут присутствовать в отраженном луче, разумеется, в том случае, если в пер вичном луче есть излучение с соответствующими длинами волн. Они могут возн икнуть, в частности, за счет сплошного, тормозного спектра.

Вспомним однако, что тормозной спектр имеет коротковолно вуюграницу, положение которой зависит от напряжения. Если мы подадим на трубку такое напряжение, при котором коротковолновая граница будет больше, чем длины волн всех высших порядков, то они будут отсутствовать в отраженном луче. И отраженный луч будет монохроматическим.

Допустим, что мы имеем трубку с медным анодом и хотим выдел ить из

ее излучения линию СuKα длиной волны 1,54A . Второй порядок отражения

Лабораторная работа ¹ 62

имеет длину длину волны 0,77A. Тормозной спектр будет иметь коротковол-

новую границу в точности равную 0,77A при напряжении

U 0 = 12, 4

16,1êâ

Если же напряжение будет несколько меньше, то коротковолн овая граница сдвинется в сторону больших длин волн и второй порядок отражения (и тем более остальные высшие порядки) будут отсутствовать в отраженном луче.

Следовательно, напряжение на трубке с медным анодом не должно превышать 16 кВ.

§4.Регистрация интенсивности рентгеновского излучения.

Для того, чтобы определить коэффициенты поглощения иссле дуемого вещества, необходимо вначале измерить интенсивность первичного пучка I0 , отраженного от кристалла, затем ввести в этот пучок слой и сследуемого вещества и измерить интенсивность пучка I . Измерение интенсивности рентгеновских лучей в данной работе производится при помощи пропорционального счетчика. Счетчик представляет собой металлический цилиндр, по оси которого на изоляторах натянута тонкая металлическая провол ока. На проволочку подается положительный потенциал относительно корпуса ≈ (2кв). Сбоку цилиндра имеется бериллиевое окно, через которое внутрь сче тчика проникает регистрируемое излучение.

Поглощаясь в газе, наполняющем счетчик, квант излучения с оздает, так называемую первичную ионизацию - положительные ионы и сво бодные электроны. Двигаясь под влиянием электрического поля к проволочке, электроны вызывают т.н. лавину (т.е. происходит процесс газового усиления). В результате этого на сопротивлении, включенном последовате льно с проволоч- кой, возникает электрический импульс, который регистриру ется специальной электронной схемой. По истечении некоторого времени все освободившиеся при разряде электроны собираются на проволочке, а положит ельные ионы на корпусе цилиндра. Счетчик приходит в первоначальное сост ояние и готов к новому разряду.

Ясно, что число разрядов, а значит и число импульсов, возникающих на сопротивлении за единицу времени, пропорционально интен сивности регистрируемого излучения, а амплитуда импульсов пропорционал ьна энергии квантов.

Мерой интенсивности рентгеновского излучения может слу жить поэтому скорость счета N′ , т.е. число импульсов счетчика приходящееся на единицу

Лабораторная работа ¹ 62

времени: N′ = n ′ , где T - время измерения, n′ - общее число импульсов, на-

копленных за T .

Однако измерение скорости счета осложняется двумя обсто ятельствами. Во-первых, во время прохождения разряда и последующего во сстановления режима счетчик оказывается выключенным и не может регистрировать поглощенные в это время кванты. Это время τ называется мертвым временем и равно приблизительно 10 μ ñåê . Поэтому в найденную скорость счета необходимо внести поправку.

Если за единицу времени зарегистрировано N′ импульсов, то общее нерабочее время равно τ N ′ . Следовательно, чтобы найти истинную скорость счета

N необходимо наблюдаемое число N′

отнести к рабочему времени счетчика

T − τN ′ .

N′

− τN ′

Полученная нами формула верна только в первом приближени и, т.к. при больших N′ мертвое время в свою очередь начинает изменяться. Обычно требуется, чтобы произведение τ N ′ было меньше 0,1. Отсюда следует, что N′ не должно превышать 10000 имп/сек.

Во-вторых, каждый акт поглощения кванта является случайны м принципиально непредсказуемым событием. Поэтому общее число им пульсовn, накопленных за время T , также является числом случайным, распределенным по некоторому закону около среднего значения n . Теоретическое рассмотрение

показывает, что среднеквадратичное отклонение от среднего значения b n − n g 2 равно корню квадратному из общего числа накопленных импульсов, независимо от того, за какое время они накоплены.

b n − n g 2 = n

Можно показать, что при каждом конкретном измерении с вер оятностью 95% отклонение n − n по абсолютной величине не будет превышать удвоенного среднеквадратичного отклонения. Т.е. определяемая ве личинаn с веро-

Формула (21) показывает, что относительная ошибка измерени я уменьша-

Лабораторная работа ¹ 62

ется с увеличением числа накопленных импульсов, т.е. с увел ичением времени измерения. Если бы рассмотренная нами ошибка, которую н азывают статистической ошибкой, была единственной, то увеличивая время измерения, можно было бы сколько угодно повышать точность измерения. Однак о всегда существуют другие источники ошибок, рассматривать которые зд есь не будем. Поэтому уменьшать статистическую ошибку, увеличивая вре мя измерения, разумно только до тех пор, пока она не станет быть определяющей ошибкой.

В условиях нашей работы можно потребовать, чтобы статисти ческая ошибка не превышала в 95 случаях из 100 %.

Таким образом, время каждого измерения нужно выбирать так им, чтобы накопить около 4 0000 импульсов. При ограничениях, наложенных на ско-

рость счета e N < 10000 èìïñåê j , измерение займет, очевидно, несколько секунд.

При работе с пропорциональным счетчиком следует также им еть в виду, что кроме импульсов, создаваемых рентгеновским излучением, в счетчике могут возникнуть другие импульсы, образующие т.н. фон. Источнико м фона может служить космическое излучение, а также радиоактивные элементы, которые в ничтожных количествах входят в материалы, из которых изго товлен счетчик и окружающие его приборы.

§5.Определение зависимости коэффициента массового поглощения от атомного номера поглотителя и длины волны рентгеновского излучения.

Перед началом работы необходимо ознакомиться с установк ой, на которой она выполняется, пользуясь описанием, выдаваемым студенту на руки.

Первая часть работы состоит в определении ρ для C,O, Al ,Cu и слюды при фиксированной длине волны. Как упоминалось ранее, рассеянием при

λ > 1 A можно пренебречь, что позволяет свести задачу к более простому оп-

Работу начинают с определения ρ для углерода. Т.к. получить тонкую и

Метод изучения молекулярных структур, т.е. определение положе-ния атомов в молекуле и их природы с помощью рентгеновских лучей, по-лучил название рентгеноструктурный анализ. Для исследования биоло-гических структур могут быть использованы различные явления взаимо-действия рентгеновского излучения с веществом : поглощение, рассеяние и дифракция, инактивация (изменение структуры молекул и функций их составных частей под действием рентгеновского излучения). Метод рас-сеяния и дифракции рентгеновских лучей использует их волновые свойст-ва. Рентгеновские лучи, рассеиваемые атомами, входящими в состав мо-лекул, интерферируют и дают картину - лауэграмму, на которой положе-ние и интенсивности максимумов зависят от положения атомов в молеку-ле и от взаимного расположения молекул. Если молекулы расположены хаотически, например в растворах, то рассеяние не зависит от внутренней структуры молекул, а в основном от их размеров и формы.

Поглощение рентгеновского излучения в веществе сопровождается образованием фотоэлектронов, оже-электронов и испусканием атомами вещества вторичных фотонов

Коэффициент поглощения рентгеновского излучения веществом убывает с увеличением его частоты. Направленный пучок рентгеновских лучей сечением 1 см2, проходя через слой вещества, испытывает ослабление в результате взаимодействия с его атомами. При порядковых номерах элементов 10 - 35 и длине рентгеновских лучей 0 1 - 1 0 им преобладающую роль в процессах ослабления играет истинное поглощение рентгеновских лучей.

Рентгенодиагностика

Распознавание изменений и заболеваний тканей и органов с помощью рентгенографии.

Взаимодействие рентгеновского излучения с биологическими тканями.Рентгетерапия

Рентгенотерапия - это метод лечения различных заболеваний с использованием рентгеновского излучения. Генератором рентгеновских лучей служит специальная рентгеновская трубка с радиоактивным веществом. В основном рентгенотерапия применяется для лечения онкологических заболеваний. Такое лечение основано на том, что ионизирующая радиация обладает способностью губительно воздействовать на клетки, вызывая различные несовместимые с жизнеспособностью клеток мутации, при этом чем активнее происходят процессы размножения и роста, тем сильнее и разрушительнее воздействие излучения.

Следует отметить, что рентгенотерапия используется не только для лечения опухолей, но и для терапии других заболеваний. Такой метод лечения патологии неопухолевого происхождения используется при неэффективности других методов. Чаще всего пациентами в таких случаях становятся люди пенсионного возраста, которым ввиду противопоказаний для применения различных терапевтических процедур назначают курс рентгенотерапии. К преимуществам такого способа лечения относятся минимум противопоказаний, а также противовоспалительный, антиаллергический и обезболивающий эффекты. Кроме того, для лечения неопухолевых заболеваний достаточно низких доз облучения, поэтому характерные «лучевые» побочные последствия у таких пациентов наблюдается редко.

Радиактивность. Основной закон радиактивного распада. Период полураспада. Изотопы, их применение в медецине.

Закон радиоактивного распада характеризуется тем, что за определенное время активность данного изотопа всегда убывает на одну и ту же долю независимо от величины активности.

Использование изотопов в медицине

Сегодня радионуклидные методы исследования и лечения широко применяются в различных областях научной и практической медицины - в онкологии, кардиологии, гепатологии, урологии и нефрологии, пульмонологии, эндокринологии, травматологии, неврологии и нейрохирургии, педиатрии, аллергологии, гематологии, клинической иммунологии и др.

Активность радиоактивного вещества. Единицы измерения.

мера радиоактивности вещества, выраженная числом распадов его ядер в единицу времени; измеряется в кюри (Ки): 1 Ки3 7 - 1010 расп (мкюри, мккюри); А. р. в. учитывается, напр., при выборе радиофармацевтического препарата, при оценке опасности работы с радиоактивным веществом и т. д.

Рассеяние и поглощение рентгеновского излучения .

Рентгеновское излучение (Х–лучи , Рентген, 1895) возникает при бомбардировке быстрыми электронами металлической мишени – анода (антикатод )(рис. 3.16). В технических рентгеновских трубках ускоряющее напряжение между катодом и анодом около 100 кВ. Из опытов Баркла (1905) по двойному рассеянию рентгеновского излучения следовало, что это излучение поперечно поляризовано. Опыты Брэгга, Лауэ, Фридриха, Книппинга, а также Дебая и Шерера по дифракции рентгеновского излучения в кристаллах показали, что рентгеновское излучение, так же как свет, имеет электромагнитное происхождение. Однако рентгеновское излучение характеризуется гораздо меньшими длинами волн. Рентгеновское излучение занимает спектральную область между гамма и ультрафиолетовым излучением в диапазоне длин волн от до см.

Рис.3.16 Источники рентгеновского излучения - рентгеновские трубки,

некоторые радиоактивные изотопы, ускорители заряженных частиц, лазеры рентгеновского диапазона, Солнце и другие космические объекты.

Два типа рентгеновского излучения: тормозное ихарактеристическое .

Тормозное излучение (рис. 3.17) возникает вследствие замедления электронов в мишени и не зависит от вещества мишени. Спектр тормозного излучения сплошной, потому что переменный ток, связанный с тормозящимся электроном, изменяется монотонно, а не периодически. С увеличением длины волны интенсивность тормозного излучения после максимума монотонно ослабевает. Со стороны коротких длин волн интенсивность резко обрывается – коротковолновая граница (квантовый предел )тормозного излучения. По корпускулярным представлениям энергия кванта излучения будет максимальной, если вся энергия тормозящегося в мишени электрона eV тратится на излучение:

. (3.48)

Определение коротковолновой границы в эксперименте позволяет найти по формуле (3.48) очень точное значение комбинации постоянных hc/e .

С увеличением ускоряющего напряжения на фоне сплошного спектра, начиная с некоторого критического значения, возникают резкие максимумы. Их положение зависит от вещества мишени (рис. 3.17б). Эти максимумы связывают с характеристическим рентгеновским излучением. Оно имеет линейчатый, дискретный спектр. В этом оно аналогично оптическому излучению атомов. Характеристическое излучение также группируется в спектральные серии (рис.3.18). Их обозначение: К– серия, L– серия, М– серия и т.д. (Баркла, 1911). Однако свойства характеристического излучения существенно отличаются от свойств оптического излучения:



I. Характеристическое излучение имеет небольшое число линий;

II. Отсутствует периодичность в рентгеновских спектрах при последовательном прохождении периодической системы. Наблюдается монотонное смещение в коротковолновую часть спектра;

III. Характеристическое излучение является чисто атомным свойством вещества. Оно не зависит от того, находится ли

Рис.3.18 вещество в чистом виде или в каком-либо химическом

соединении. Это позволяет проводить анализ состава сложных химических соединений;

IV. Отсутствует обращение спектральных линий. В оптическом диапазоне спектры испускания и спектры поглощения данного атома взаимно обращаемы. Они характеризуются одними и теми же длинами волн. При этом спектры поглощения получаются при пропускании сплошного света сквозь холодные пары атомов. Если пропускать сплошное рентгеновское излучение через вещество, то наблюдаются не линии характеристического излучения, а полосы поглощения.

Механизм возникновения характеристического излучения связан не с периферийными электронами атома, как в случае оптического излучения, а с его внутренними электронами. По интерпретации Косселя (1917) характеристическое излучение происходит в два этапа:

1) бомбардирующий мишень электрон выбивает из атома электрон с какой-то внутренней оболочки. В результате этого атом становится возбужденным, а в оболочке образуется «дырка»;

2) электроны атома с верхних уровней переходят на уровень с «дыркой». Избыток энергии при этом освобождается в виде рентгеновского излучения - возникают K– , L– , M– , N– серии (рис.3.19).

Отдельные линии каждой спектральной серии обозначаются в порядке уменьшения длины волны: . К– серия самая коротковолновая: . Все линии имеют тонкую структуру. Линии К– серии являются дублеты: .

С увеличением энергии электронов, сталкивающихся с

Рис.3.19 мишенью, появляются линии длинноволновых серий,

и в последнюю очередь возникают линии К– серии. Наименьшее значение ускоряющей разности потенциалов, при котором в характеристическом спектре появляются линии некоторой серии - критический потенциал возбуждения этой серии для данного элемента. М– серия имеет 5 критических потенциалов возбуждения, L– серия – 3, К– серия – 1 (рис. 3.19). Потенциал возбуждения К– серии - потенциал ионизации атома. Если возбуждается К– серия, то одновременно возникают все остальные серии данного элемента.

Рентгеновские спектры атомов дают возможность точного определения заряда ядра (порядкового номера элемента в периодической системе Менделеева). Это показал Мозли (1913): частота линий рентгеновского излучения определяется формулой бальмеровского типа. В частности, частота линии равна:

. (3.49)

Z – 1 эффективный заряд ядра, который экранирован одним из электронов К– слоя. Аналогичная приближенная формула получена для линии , при этом эффективный заряд ядра определяется как Z – a , где a – постоянная экранирования. Закон Мозли (рис.3.20):

– постоянные.

При прохождении слоя вещества толщиной х интенсивность параллельного пучка рентгеновского излучения ослабляется по закону:

k – коэффициент ослабления . Ослабление излучения происходит по двум причинам: из-за рассеяния , в результате которого часть лучей изменяет свое первоначальное направление; из-за поглощения (абсорбции ) , в результате которого часть энергии излучения в конце концов переходит в тепло:

– коэффициент истинного поглощения, – коэффициент рассеяния рентгеновских лучей.

Часто пользуются массовыми коэффициентами:

, (3.50б)

– плотность вещества.

Используются также атомные коэффициенты:

, (3.50в)

– масса атома, А – масса моля вещества, – число Авогадро.

Рассеяние излучения вызывается неоднородностями cреды и флуктуациями ее плотности. В рентгеновском диапазоне неоднородности - атомы и электроны в атомах. В случае мягкого рентгеновского излучения , когда его длина волны достаточно велика и превосходит размеры атома, атом рассеивает как целое падающее излучение. Рассеяние когерентно - падающее и рассеянное излучения характеризуются одной и той же частотой (длиной волны). Это – томсоновское рассеяние , сечение которого определяется классическим радиусом электрона.

В случае жесткого рентгеновского излучения (энергия более 10 кэВ)рассеяниестановится некогерентным (Комптон, 1923). Схема установки Комптона (рис.3.21). Источник рентгеновского излучения трубка Т с молибденовым антикатодом. С помощью диафрагм и фильтров выделялось излучение с длиной волны 0,71 (линия ), которое падало на

Рис.3.21 образец R (из графита). Анализ рассеянного излучения проводился

с помощью дифракционного спектрометра (кристалл К и фотопластинка Р ). Эксперименты Комптона показали, что наряду со смещенной линией рассеяния наблюдается несмещенная линия (рис.3.22). Ее возникновение связано с когерентным рассеянием излучения атомом как целого. При этом, чем более жестким является рентгеновское излучение, т.е. чем больше энергия рентгеновского кванта по сравнению с энергией связи электрона в атоме, тем более справедливо приближение свободного электрона, и тем меньше роль когерентного рассеяния рентгеновского излучения данным веществом. Однако Комптон–эффект играет преобладающую роль при энергии фотонов до 1 МэВ. При больших энергиях более существенным становится другой процесс - рождение пар. Это процесс превращения фотона в пару электрон–позитрон.

Спектр поглощения рентгеновского излучения составляют полосы. Этим он отличается от оптических спектров поглощения, которые состоят из отдельных линий. Поглощение рентгеновского излучения не зависит от оптических свойств вещества. Например, свинцовое стекло толщиной в несколько миллиметров прозрачно для света, но практически полностью поглощает рентгеновское излучение; алюминиевый листок совершенно не прозрачен для света, но не поглощает рентгеновские лучи. В пределах полосы поглощения коэффициент поглощения рентгеновских фотонов с энергией от до эВ монотонно убывает в соответствии с приближенной формулой (рис.3.23):

Рис.3.22 – эмпирическая постоянная. Резкие скачки - края полос поглощения. Они

соответствуют энергии, достаточной для выбивания электронов с М–, L–, K–слоев (критические потенциалы возбуждения М–, L–, K– серий). «Зазубренность» краев полосы: каждая серия, кроме К–серии, имеет несколько критических потенциалов. По значениям этих краев находят энергию связи электронов в слоях и оболочках атомов.

Поглощение рентгеновского излучения может сопровождаться как ионизацией атомов (и появлением фотоэлектронов), так и испусканием излучения более низкой частоты (флуоресценцией). Согласно (3.53) с увеличением энергии фотонов (уменьшением длины волны) поглощение рентгеновского излучения ослабевает. Поэтому коротковолновое излучение обладает большой проникающей способностью (жесткое излучение).Мягкое рентгеновское излучение очень сильно поглощается почти всеми веществами.

Сильная зависимость коэффициента поглощения от частоты

Рис.3.23 используется для изготовления фильтров, отсекающих мягкую

часть спектра. Поглощение рентгеновского излучения - чисто атомное свойство вещества: молекулярный коэффициент поглощения аддитивно складывается из атомных коэффициентов поглощения элементов, входящих в состав данного вещества.

В 1925 г. Оже изучал процесс возникновения электронов при поглощении жесткого рентгеновского излучения атомами криптона. Фотографируя треки возникающих фотоэлектронов в камере Вильсона, Оже обнаружил, что иногда из одной точки выходят следы двух, а не одного электрона. Это Оже–эффект. Механизм возникновения второго, Оже–электрона: Воздействие кванта жесткого рентгеновского излучения на атом приводит к выбросу из него электрона из К-слоя, в котором образуется «дырка». Атом становится ионизованным и сильно возбужденным. Освобождение его энергии в виде рентгеновского излучения не единственный механизм. Энергия возбуждения атома столь высока, что возможен вылет из него второго электрона с L–слоя, причем без излучения кванта . Энергия Оже–электрона еV определяется законом сохранения энергии:

, (3.54)

– энергия фотона, который мог бы излучиться, –энергия ионизации L–электрона. В атоме происходит внутреннее перераспределение энергии, называемое внутренней конверсией, приводящее к выбросу из него Оже–электрона. Атом становится двукратно ионизованным. Оже–эффект рассматривается как проявление общего процесса автоионизации возбужденного атома, который происходит в результате внутренней конверсии. Особенно сильно этот эффект проявляется в случае запрещенных электромагнитных переходов, например, в 0–0 переходах.

Рентгеновское излучение широко используется в самых различных областях науки и техники: в исследованиях электронной структуры атомов, молекул и твердых тел, в медицине, минералогии, материаловедении и т.п. Разработаны разнообразные методы исследований: рентгеновская микроскопия, рентгеновская спектроскопия, рентгеновская топография, созданы многочисленные приборы, в том числе для исследований космических объектов (рентгеновский телескоп), а для исследования биологических объектов - безлинзовый жесткий рентгеновский микроскоп.

.Лекция 22. Эффект Зеемана. Эффект Пашена–Бака.

Рассеяние и поглощение рентгеновского излучения .

Рентгеновское излучение возникает при бомбардировке быстрыми электронами металлической мишени – анода (антикатод ). Из опытов Баркла это излучение поперечно поляризовано. Опыты Брэгга, Лауэ, Фридриха, Книппинга, а также Дебая и Шерера показали, что рентгеновское излучение, так же как свет, имеет электромагнитное происхождение. Однако рентгеновское излучение характеризуется гораздо меньшими длинами волн. Рентгеновское излучение занимает спектральную область между гамма и ультрафиолетовым излучением в диапазоне длин волн от до см. Источники рентгеновского излучения - рентгеновские трубки,

Солнце и другие космические объекты. Два типа рентгеновского излучения: тормозное ихарактеристическое .

Тормозное излучение возникает вследствие замедления электронов в мишени и не зависит от вещества мишени. Спектр тормозного излучения сплошной. С увеличением длины волны интенсивность тормозного излучения после максимума монотонно ослабевает. Со стороны коротких длин волн интенсивность резко обрывается – коротковолновая граница (квантовый предел )тормозного излучения. Энергия кванта излучения будет максимальной, если вся энергия тормозящегося в мишени электрона eV тратится на излучение:

. (3.48)

С увеличением ускоряющего напряжения на фоне сплошного спектра, начиная с некоторого критического значения, возникают резкие максимумы. Их положение зависит от вещества мишени. Эти максимумы связывают с характеристическим рентгеновским излучением. Оно имеет дискретный спектр. Характеристическое излучение также группируется в спектральные серии.Их обозначение: К– серия, L– серия, М– серия и т.д. Свойства характеристического изл:

I. Характеристическое излучение имеет небольшое число линий;

II. Наблюдается монотонное смещение в коротковолновую часть спектра;

III. Характеристическое излучение является чисто атомным свойством вещества.

IV. Отсутствует обращение спектральных линий. Если пропускать сплошное рентгеновское излучение через вещество, то наблюдаются полосы поглощения.

По интерпретации Косселя (1917) характеристическое излучение происходит в два этапа:

1) бомбардирующий мишень электрон выбивает из атома электрон с какой-то внутренней оболочки. В оболочке образуется «дырка»;

2) электроны атома с верхних уровней переходят на уровень с «дыркой». Избыток энергии при этом освобождается в виде рентгеновского излучения - возникают K– , L– , M– , N– серии.

К– серия самая коротковолновая: . Все линии имеют тонкую структуру. Линии К– серии являются дублеты: .

С увеличением энергии электронов, сталкивающихся с

мишенью, появляются линии длинноволновых серий, и в последнюю очередь возникают линии К– серии. Наименьшее значение ускоряющей разности потенциалов, при котором в характеристическом спектре появляются линии некоторой серии - критический потенциал возбуждения .М– серия имеет 5 критических потенциалов возбуждения, L– серия – 3, К– серия – 1 . Потенциал возбуждения К– серии - потенциал ионизации атома. Если возбуждается К– серия, то одновременно возникают все остальные серии данного элемента.



Мозли - частота линий рентгеновского излучения определяется формулой бальмеровского типа. В частности, частота линии равна: . (3.49)

Z – 1 эффективный заряд ядра, который экранирован одним из электронов К– слоя.

для линии , где a – постоянная экранирования. Закон Мозли (рис.3.20): ,

– постоянные.

При прохождении слоя вещества толщиной х интенсивность параллельного пучка рентгеновского излучения ослабляется по закону: , (3.50)

k – коэффициент ослабления . Ослабление излучения происходит из-за рассеяния ,; из-за поглощения (абсорбции ) , , (3.50а)

– коэффициент истинного поглощения, – коэффициент рассеяния рентгеновских лучей.

Часто пользуются массовыми коэффициентами: (3.50б)

– плотность вещества.

Используются также атомные коэффициенты:

, (3.50в)

Рассеяние излучения вызывается неоднородностями cреды и флуктуациями ее плотности. В случае мягкого рентгеновского излучения , когда его длина волны велика, атом рассеивает как целое падающее излучение. Рассеяние когерентно - падающее и рассеянное излучения характеризуются одной и той же частотой. Это – томсоновское рассеяние , сечение которого определяется классическим радиусом электрона.

В случае жесткого рентгеновского излучения рассеяниестановится некогерентным .Эксперименты Комптона показали, что наряду со смещенной линией рассеяния наблюдается несмещенная линия. Ее возникновение связано с когерентным рассеянием излучения атомом как целого.

Спектр поглощения рентгеновского излучения составляют полосы. Поглощение рентгеновского излучения не зависит от оптических свойств вещества. В пределах полосы поглощения коэффициент поглощения рентгеновских фотонов с энергией от до эВ монотонно убывает в соответствии с приближенной формулой

, (3.53) – эмпирическая постоянная. «Зазубренность» краев полосы: каждая серия, кроме К–серии, имеет несколько критических потенциалов. По значениям этих краев находят энергию связи электронов в слоях и оболочках атомов.

Поглощение рентгеновского излучения может сопровождаться как ионизацией атомов,так и испусканием излучения более низкой частоты. Поэтому коротковолновое излучение обладает большой проникающей способностью (жесткое излучение).Мягкое рентгеновское излучение очень сильно поглощается почти всеми веществами.

В 1925 г. Оже изучал процесс возникновения электронов при поглощении жесткого рентгеновского излучения атомами криптона. Оже обнаружил, что иногда из одной точки выходят следы двух, а не одного электрона. Это Оже–эффект. Механизм возникновения второго, Оже–электрона: Воздействие кванта жесткого рентгеновского излучения на атом приводит к выбросу из него электрона из К-слоя, в котором образуется «дырка». Атом становится ионизованным и сильно возбужденным. Освобождение его энергии в виде рентгеновского излучения не единственный механизм. Энергия возбуждения атома столь высока, что возможен вылет из него второго электрона с L–слоя, причем без излучения кванта . Энергия Оже–электрона еV определяется законом сохранения энергии:

, (3.54)

– энергия фотона, который мог бы излучиться, –энергия ионизации L–электрона. В атоме происходит внутреннее перераспределение энергии, называемое внутренней конверсией, приводящее к выбросу из него Оже–электрона. Атом становится двукратно ионизованным. Оже–эффект рассматривается как проявление общего процесса автоионизации возбужденного атома. Особенно сильно этот эффект проявляется в случае запрещенных электромагнитных переходов.

Прохождение рентгеновского излучения через вещество образца сопровождается взаимодействием излучения с этим веществом. Известны три вида этого взаимодействия: (Слайд 17)

1. Рассеяние рентгеновского излучения (без изменения и с изменением длины волны);

2. Фотоэлектрический эффект;

3. Образование электрон-позитронных пар (этот эффект имеет место только при энергии квантов больше 1 Мэв).

Рассеяние рентгеновского излучения. Вещество, которое подвергается действию рентгеновского излучения, испускает вторичное излучение, длина волны которого либо равна длине волны падающих лучей (когерентное рассеяние), либо незначительно отличается. В первом случае, переменное электромагнитное поле, создаваемое пучком рентгеновских лучей, вызывает колебательное движение электронов облучаемого вещества, и они становятся источниками когерентного излучения. Ввиду когерентности лучи, рассеиваемые различными атомами, могут интерферировать. Расстояния же между атомными плоскостями в кристаллических веществах сравнимы с длинами волн рентгеновских лучей. Поэтому кристалл служит дифракционной решеткой для таких когерентных рентгеновских лучей.

Эффект Комптона. При комптоновском рассеянии падающий квант упруго соударяется с электронами вещества. В результате часть энергии затрачивается на увеличение кинетической энергии электрона и длина волны излучения увеличивается. Поэтому комптоновское рассеяние некогерентно, и рассеянное излучение не может интерферировать. Поэтому мы не будем на нем останавливаться, тем более, что это рассеяние незначительно для сравнительно мягкого излучения, используемого в структурном и фазовом анализе.

Фотоэффект. Этот процесс имеет место только в случае жесткого первичного излучения. В этом случае, взаимодействуя с атомами вещества, рентгеновские лучи могут выбивать электроны за пределы атома, ионизируя его. При большой кинетической энергии выбитых электронов они сами могут являться источником нехарактеристического рентгеновского излучения. То есть этот вид излучения вносит вклад только в сплошное (белое) излучение.

Суммарное поглощение рентгеновского излучения веществом.

Проходя через вещество, рентгеновские лучи вызывают ионизацию атомов, возбуждение в них флуоресцентного излучения и образование Оже-электронов. Эти процессы ответственны за поглощение рентгеновских лучей. Кроме того, интенсивность лучей, проходящих через вещество в направлении падающего пучка, уменьшается из-за рассеяния его электронами вещества по всем направлениям. Наконец, рентгеновские кванты очень большой энергии (больше 1 МэВ), пролетая около ядер, вызывают появление электронно-позитронных пар. Все это уменьшает интенсивность проходящего пучка тем больше, чем толще слой вещества.


Общий закон, количественно определяющий ослабление любых однородных лучей в поглощающем веществе можно сформулировать следующим образом:

«В равных толщинах одного и того же однородного вещества поглощаются равные доли энергии одного и того же излучения».

Если интенсивность лучей, падающих на вещество, обозначить через I 0 , а их интенсивность после прохождения через пластинку из поглощающего вещества как I, то этот закон можно выразить в следующем виде:

Возьмем тонкий однородный экран, проходя через который монохроматический пучок с сечением, равным единице, теряет энергию dI. Она пропорциональна толщине экрана dx и интенсивности пучка I 0 . Получим, что:

dI = - μ I 0 dx

где: dx – толщина слоя вещества;

Постоянна величина μ предствляет собой натуральный логарифм числа, характеризующего уменьшение интенсивности при прохождении лучей через слой данного вещества единичной толщины:

μ = ln (I 0 /I) (при dх =1).

Называется этот коэффициент μ –линейным коэффициентом поглощения для данного вещества, или линейным коэффициентом ослабления лучей.

Решая это уравнение, получим:

I = I 0 exp (-μ x)

Где х – толщина слоя поглощения.

Коэффициент поглощения можно рассматривать как сумму коэффициентов собственного поглощения τ и коэффициента рассеяния σ.

μ = τ + σ

Удобнее пользоваться массовыми коэффициентами поглощения, т. к. коэффициенты линейного поглощения пропорциональны плотности вещества образца.

μ/ρ = τ/ρ + σ/ρ

В интересующем нас интервале длин волн массовый коэффициент рассеяния много меньше коэффициента собственного поглощения τ/ρ, поэтому приближенно принимают что:

Если известен состав вещества образца, то можно вычислить для него μ/ρ, зная содержание компонентов в весовых (массовых) процентах.

Рассматриваемые коэффициенты поглощения зависят от порядкового номера вещества и от длины волны рентгеновского излучения. Существуют специальные таблицы. Эти данные необходимы, например, для определения глубины проникновения рентгеновского излучения в исследуемое вещество при заданной геометрии съемки рентгенограммы.

Теперь давайте посмотрим, зачем это нужно. На слайде 26 показан спектр поглощения рентгеновского излучения в никеле (зависимость коэффициента поглощения μ/ρ от длины волны рентгеновского излучения). Видно, что при определенных значениях длин волн происходит резкое изменение величины коэффициента поглощения.

В интервале между скачками коэффициент поглощения увеличивается с увеличением длины волны по приближенной зависимости:

где: k – коэффициент пропорциональности, а Z – порядковый номер элемента.

Длины волн, соответствующие скачкам коэффициента поглощения, называются краями полос поглощения. Они имеют тонкую структуру, которую мы не будем рассматривать.

Как уже указывалось, поглощение рентгеновского излучения, в основном, обусловлено выбиванием электронов с внутренних или внешних электронных оболочек атомов. Если энергия излучения больше или равна энергии, необходимой для удаления электрона с данной оболочки, то происходит поглощение, вызванное этим процессом. Если же энергия излучения меньше, то поглощение происходит только за счет более внешних оболочек. Поэтому различают K-, L-, M- и т.д. края полос поглощения.

Коэффициент k в приведенном уравнении приблизительно равен 7х10 -3 для длин волн, меньших К-края полосы поглощения исследуемого вещества. В интервале между K- и L- краями полос поглощения он равен примерно 9х10 -4 . То есть, при переходе через К- край полосы поглощения коэффициента поглощения меняется примерно в 8 раз. Это и вызывает скачок на спектре.

Наличие этих скачков учитывается при выборе излучения для съемки рентгенограмм. Вторичное рентгеновское излучение краев полос поглощения вызывает значительное увеличение фона на рентгенограммах, и поэтому нежелательно. Поэтому для съемки выбирают излучение или с длинй волны, значительно меньшей λ края, или большей λ края. (слайд 28 а и б).

Наличие краев полос поглощения используется и для ослабления β – излучения. Для этого на пути пучка излучения К – серии ставится тонкая пластинка из материала с краем полосы поглощения, лежащим между α и β -линиями используемого излучения. (Слайд 28 г).

Обычно в качестве фильтра может быть использована фольга элемента с порядковым номером на единицу меньше порядкового номера анода.

Но в реальности не все так просто. Например, для съемки рентгенограммы двуокиси титана TiO 2 можно использовать излучение от молибденовой трубки, так как длина волны рентгеновского излучения в этом случае равна 0,709 А, то есть много меньше края полосы поглощения титана (2,50 А). То есть, мы реализуем ситуацию положения (а) на слайде. Однако использование для фазового анализа излучения этой трубки нежелательно. Из-за малой длины волны разрешающая способность и точность определения межплоскостных расстояний будет невысокой. Предпочтение следует отдать излучению с большей длиной волны. Например, - от медной трубки. Длина волны CuK α равна 1,54А, также меньше края полосы поглощения титана. В качестве фильтра ставят никелевую фольгу. Порядковый номер меди 29, а у никеля 28. Для ослабления вторичного титанового излучения поверх никеля помещают еще алюминиевую фольгу. Более мягкое титановое излучение будет поглощаться значительно сильнее, чем более жесткое медное. То есть, процесс выбора длины волны и материала фильтра не очень прост.

2. ИСТОЧНИКИ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Основные способы получения рентгеновских лучей для структурных исследований связаны с использованием потока быстро летящих электронов. Ускорители электронов – бетатроны и линейные – используются для получения мощного коротковолнового рентгеновского излучения, применяемого, главным образом, в дефектоскопии.

Но ускорители электронов громоздки, сложны в настройке и используются преимущественно в стационарных установках. Наиболее распространенным источником рентгеновских лучей является рентгеновская трубка.

По принципу получения электронных пучков рентгеновские трубки делятся на трубки с горячим катодом, (свободные электроны возникают в результате термоэлектронной эмиссии (рис. 3)) и трубки с холодным катодом (свободные электроны возникают в результате автоэлектронной эмиссии). Рентгеновские трубки обоих типов могут быть запаянными с постоянным вакуумом и разборными, откачиваемыми вакуумными насосами.

Наиболее распространены запаянные рентгеновские трубки с горячим катодом. Они состоят из стеклянной колбы и двух электродов – катода и анода (рис. 5). В колбе создается высокий вакуум (10-7 – 10-8 мм рт. ст.), обеспечивающий свободное движение электронов от катода к аноду, тепловую, химическую и электрическую изоляцию раскаленного катода.

Катод рентгеновской трубки состоит из нити накала и фокусирующего колпачка. Форма нити и колпачка определяется заданной формой фокусного пятна на аноде трубки – круглой или линейчатой. Нить из вольфрамовой спирали разогревается электрическим током до 2000 – 2200 С; для повышения эмиссионных характеристик нить часто покрывают соединениями тория.

Размеры фокусного пятна определяют оптические свойства рентгеновской трубки. Резкость изображения при просвечивании, а также точность рентгеноструктурного анализа тем выше, чем меньше размеры фокуса. Рентгеновские трубки с малым размером фокуса называются острофокусными.

Анод рентгеновской трубки представляет собой медный цилиндр, в торец которого впрессовано зеркало анода – пластинка из материала, в котором происходит торможение электронов. В рентгеновских трубках для просвечивания зеркало изготовлено из вольфрама, для рентгеноструктурного анализа – из того металла, характеристическое излучение которого будет использовано. Торец анода в рентгеновских трубках для структурного анализа срезан под определенным углом к оси анода (пучку электронов). Это делается с целью получить выходящий из трубки пучок с максимальной интенсивностью.

При ударе электронов о зеркало анода приблизительно 96% их энергии превращается в тепло, поэтому анодный цилиндр охлаждается протекающими водой или маслом.

Анод защищен специальным медным чехлом для задержания отраженных от анода электронов и защиты от неиспользуемых рентгеновских лучей. В этом чехле есть одно или несколько окошек для выхода рентгеновских лучей, в которые вставляются тонкие пластинки из бериллия, который практически не поглощает рентгеновское излучение, генерируемое в трубке.

Предельная мощность рентгеновской трубки P определяется мощностью проходящего через нее электрического тока:

где U – максимальное напряжение, прилагаемое к рентгеновской трубке; I – максимальный ток, идущий через рентгеновскую трубку.

Реальная предельная мощность зависит от площади фокусного пятна (т. е. удельной мощности), материала анода и продолжительности работы трубки. Кратковременные нагрузки могут быть в десятки раз выше длительных нагрузок.

Практически измеряемый ток через рентгеновскую трубку появляется лишь при достижении током накала определенной величины, соответствующей температуре нагрева нити 2000–2100 С (рис. 6 а); повышение тока накала резко увеличивает температуру и количество испускаемых нитью электронов (эмиссионный ток). При постоянном токе накала и при низких напряжениях на анод попадают не все электроны эмиссии, а лишь их часть, тем большая, чем больше анодное напряжение. При определенном напряжении, зависящем от тока накала, все электроны эмиссии попадают на анод (режим насыщения), поэтому дальнейшее увеличение анодного напряжения не увеличивает анодный ток (он равен эмиссионному). Это предельное значение анодного тока называют током насыщения, и он тем выше, чем больше ток накала (рис. 6 б). Рентгеновские трубки работают в режиме насыщения при напряжениях в 3–4 раза выше номинального, т. е. необходимого для установления тока насыщения. Поэтому анодный ток регулируют в широких пределах, незначительно изменяя ток накала.

В обозначениях рентгеновских трубок для структурного анализа вместо анодного напряжения указывается материал зеркала анода, в качестве которого используются Cr, Fe, Co, Ni, Cu, Mo, Ag, W и некоторые другие чистые металлы. (Каждая, естественно, имеет свою длину волны характеристического излучения). Например, трубка 0,7БСВ-2-Со имеет длительную мощность 0,7 кВт, безопасна, предназначена для структурного анализа, водяное охлаждение, тип 2, кобальтовый анод.

РЕГИСТРАЦИЯ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ.

Для регистрации рентгеновских лучей применяются фотографический, люминесцентный, сцинтилляционный, электрофотографический и ионизационный методы.

Исторически первым, и до недавнего времени наиболее используемым был фотографический метод.

Фотографический метод регистрации рентгеновских лучей широко распространен и в настоящее время. Он обладает высокой чувствительностью и документальностью, но требует использования специальных фотоматериалов и их трудоемкой обработки. Рентгеновские пленки имеют двухсторонний слой эмульсии, содержащий значительно больше бромистого серебра, чем обычные фотоматериалы. Фотоэмульсия состоит из мельчайших (~ 1 мкм) кристалликов AgBr с присадками небольших количеств серы, что создает структурные дефекты. Поэтому возникают центры возбуждения скрытого изображения. При поглощении квантов рентгеновских лучей с энергией ν = ε h в эмульсии, как и при действии видимого света, идут процессы по схеме:

AgBr + h ν → Ag + Br.

Скопление 20-100 атомов Ag образует устойчивый центр скрытого изображения, который способен проявляться под действием фотореагента – проявителя. Кристаллики, содержащие центры скрытого изображения, восстанавливаются до металлического серебра. Кристаллики AgBr, не содержащие таких центров и не восстановленные проявителем, вымываются из эмульсии закрепляющим раствором. В результате на фотопленке остаются только зерна металлического серебра. Число таких зерен и определяет плотность почернения фотоэмульсии, которое пропорционально экспозиции – произведению интенсивности излучения на время облучения.

Оценку плотности почернения на рентгенограммах производят визуально или более точно с помощью микрофотометров, которые позволяют записать и рассчитать кривую распределения плотности почернения.

Люминесцентный метод наблюдения изображения на светящемся экране (рентгеноскопия) обладает очень большой производительностью, не требует затрат на фотоматериалы. Этот метод основан на свечении под действием рентгеновских лучей некоторых веществ и особенно люминофоров – веществ, дающих большой выход видимого излучения (флуоресценцию).

Наилучшим люминофором с желто-зеленым свечением является смесь 50% ZnS+50% CdS. Подобные люминофоры используют для изготовления экранов визуального наблюдения изображений в рентгеновских лучах (экраны для просвечивания в дефектоскопии и медицинской диагностике). Небольшие экраны применяют для настройки рентгеновских камер и юстировки гониометров рентгеновских дифрактометров. Люминофор CaWO4 (с сине-фиолетовым свечением) применяют для усиления фотографического действия рентгеновских лучей. Для этого экран плотно прижимают к эмульсии фотографической пленки, что позволяет резко уменьшить экспозицию при просвечивании (флюорография).

Сцинтилляционный счетчик представляет собой сочетание люминесцентного кристалла (NaI с примесью активатора из талия Tl) и фотоэлектронного умножителя (ФЭУ).

Проникая в сцинтиллятор, квант рентгеновского излучения поглощается люминофором, в результате чего образуется фотоэлектрон. Проходя через вещество кристалла этот электрон ионизирует большое количество атомов. Ионизированные атомы, возвращаясь в стабильное состояние, испускают фотоны ультрафиолетового света. Эти фотоны, попадая на фотокатод ФЭУ, выбивают из него электроны, котрые, ускоряясь в электрическом поле фотоумножителя, попадают на первый эмиттер. Каждый электрон выбивает из материала покрытия эмиттера несколько электронов, и весь процесс повторяется на следующем эмиттере и так далее. Современные ФЭУ состоят из 8 – 15 каскадов, их полное усиление доходит до 10 7 – 10 8 .

На каждый каскад подается напряжение 150-200 вольт. Общее напряжение на ФЭУ 600 – 2000В. На выходе ФЭУ возникает импульс напряжения, пропорциональный энергии регистрируемого кванта. Например, для Кα меди амплитуда этого импульса равна 0,01 В. Поэтому для регистрации таких импульсов используются усилители с усилением порядка тысячи.

Электрофотографический метод (ксерография) сохраняет многие преимущества фотометода, но более экономичен. Принцип его такой же, как у множительных аппаратов. Этот метод пока не нашел широкого применения в практике структурных исследований, но для решения задач дефектоскопии, особенно при микродефектоскопии на основе так называемых рентгеновских микроскопов, он начинает использоваться.

Ионизационный метод позволяет точно измерять интенсивность рентгеновских лучей, но измерение проводится на небольшой площади, определяемой размерами входного окна счетчика и измерительных щелей. Поэтому для измерения пространственного распределения интенсивности рентгеновских лучей необходимо сканирование – перемещение счетчика по всей области углов рассеяния.

Это ограничивает применение метода в дефектоскопии, где он широко используется только для измерения толщины, однако в рентгеноструктурном анализе этот метод практически вытесняет все остальные, несмотря на необходимость использования дорогостоящей электронной аппаратуры.

Ионизационный метод основан на ионизации атомов вещества при взаимодействии с квантами рентгеновских лучей. Если ионизация газа происходит в поле плоского конденсатора, то образовавшиеся ионы движутся к соответствующим электродам, и возникает ионизационный ток. При увеличении напряженности электрического поля на обкладках конденсатора скорость ионов увеличивается, поэтому уменьшается вероятность их нейтрализации при столкновении противоположных ионов, следовательно, возрастает ионизационный ток (рис. 7). При напряжении U > U 1 нейтрализация становится ничтожной, и ионизационный ток достигает насыщения.

При дальнейшем увеличении напряжения до U = U 2 ионизационный ток не увеличивается, возрастает лишь скорость ионов. При U > U 2 скорость ионов становится настолько большой, что происходит ударная ионизация молекул газа. Фотоэлектроны, образовавшиеся при взаимодействии излучения с атомами газа и потерявшие скорость при соударениях, не рекомбинируют, а вновь ускоряются, получая кинетическую энергию, достаточную для ионизации газа и создания новых пар ион – электрон. В результате этих процессов ударная ионизация происходит снова и снова и количество электронов лавинообразно растет. Ток начинает линейно возрастать с увеличением напряжения за счет так называемого газового усиления. Коэффициент усиления при напряжениях до U ≤ U 3 может достигать 10 2 -10 4 (область полной пропорциональности).

В этой области существуют два вида разрядов: несамостоятельный и самостоятельный. В области U 2 - U 3 лавины электронов быстро затухают и разряд прекращается, как только все ионы и электроны достигают катода и анода. Разряд существует только до тех пор, пока в счетчик попадает излучение. Это несамостоятельный разряд.

Дальнейшее повышение напряжения вызывает самостоятельный разряд.

При U > U 3 нарушается линейность газового усиления (область неполной пропорциональности). При U > U 4 возникает лавинный разряд. Лавинообразование идет также под действием фотоэлектронов, образующихся за счет фотоэффекта на катоде. Катод облучается ультрафиолетовым излучением, образующимся при рекомбинации ионов. Разряд мгновенно распространяется по всему объему газа и для его поддержания не требуется новых квантов излучения.