När du passerar ett riktat ljus röntgenstrålar genom ämnet dämpas strålens intensitet längs den initiala riktningen på två olika sätt:
- 1. genom att en foton försvinner - den så kallade sanna absorptionen,
- 2. genom att ändra den ursprungliga riktningen för fotonen - spridning. Röntgenspridningsfenomen
helt analogt med den spridning som ljus upplever när det passerar genom ett grumligt medium. Den enda skillnaden är att mediets "grumlighet" för ljus orsakas av tillräckligt stora partiklar suspenderade i det med ett brytningsindex som skiljer sig från mediets brytningsindex. För röntgenstrålar, på grund av sin lilla våglängd, är varje medium som är transparent för ljus "grumligt". I detta fall är spridningscentra själva ämnets atomer eller molekyler. Liknande molekylär spridning observeras för ljus. Men det är en mycket svag effekt när det gäller ljus. Frågan om spridning kommer att behandlas mer i detalj i nästa kapitel.
Tänk på dämpningen av intensiteten / röntgen som passerar genom ämnet i axelns riktning NS. På ytan av ämnet lägger vi NS= 0, / = / 0, och strålens intensitet på djupet NS - 1 X. Bestäm förändringen i intensitet dl x röntgen på väg dx mellan punkter med koordinater NS och NS + dx. Uppenbarligen kommer den relativa minskningen i intensitet att vara proportionell mot dx:
där proportionalitetskoefficienten p kallas den linjära dämpningskoefficienten och beror på det absorberande ämnet och röntgenstrålens våglängd. Av (2.6) följer att dimensionen för den linjära dämpningskoefficienten är cm "1, och i fysisk mening är den linjära dämpningskoefficienten den relativa förändringen i intensitet per enhetsväg. Integrering (2.6) över NS, vi erhåller lagen om dämpning av röntgenstrålar genom ett lager med ändlig tjocklek NS:
Storleken på den linjära dämpningen kommer emellertid att bero på materialets faktiska densitet. Till exempel, om vi har två exemplar av samma tjocklek och samma kemisk sammansättning, men med annan densitet, på grund av närvaron av porer i en av dem, kommer den linjära dämpningskoefficienten för ett poröst föremål att vara mindre än för ett icke-poröst. Det var nödvändigt att införa ett värde som endast skulle bestämmas av ämnets elementära sammansättning. Grunden för att erhålla en sådan koefficient var det faktum att den fotoelektriska absorptionen av röntgenstrålar i ett ämne är en atomprocess och beräkningen av storleken på dämpningen av intensiteten kan utföras, inte med hänsyn till tjockleken på skikt, men mängden av ämnet (dess massa) i den bestrålade volymen.
Tänk på en röntgenstråle med ett tvärsnitt på 1 cm 2. Energin för denna stråle är numeriskt lika med intensiteten /. Låt oss hitta dämpningen av en sådan stråle efter att ha passerat genom en enhetsmassa av materia. Om p är ämnets densitet, så på väg dx står för massandm = siddx. Relativ förändring i intensitet längs vägendx , dvs. när man passerar massadm , kommer att vara proportionell mot värdet av denna massa:
där proportionalitetsfaktorn kallas
massdämpningskoefficient. Av (2.8) följer att dimensionen på massdämpningskoefficienten är lika med cm 2 g " och enligt den fysiska betydelsen är massdämpningskoefficienten en relativ förändring i intensitet per massenhet av ett ämne. Låt oss beteckna strålens intensitet efter att ha passerat genom massan T tvärs över1 t och vi får lagen om dämpning av röntgenstrålar genom ett lager av ändlig massaT:
En karakteristisk egenskap hos massdämpningskoefficienten är dess oberoende av ämnets fysiska tillstånd.
Tillsammans med de linjära och massdämpningskoefficienterna introduceras också den atomära dämpningskoefficientenjag a med dimension cm, vilket är den relativa förändringen i intensiteten hos en strålstråle med ett tvärsnitt av 1 cm 2 per atom.
varA är atomvikten, numeriskt lika med massan av en gram-mol, aN A - Avogadros antal lika med antalet atomer i en gramatom ^ = 6,023x10 28 mol "1).
Absorption och spridning av röntgenstrålning kan anses vara oberoende, och därför kan vi ställa in den atomära dämpningskoefficienten x a lika med summan av atomkoefficienterna för verklig absorptiont a och spridningoch ett:
På liknande sätt kan man representera massan eller linjära dämpningskoefficienter pt (q) lika med summan av massan eller linjära koefficienter för sann absorption tw (t) och spridning a t (st).
Dela atomkoefficienten för verklig absorption
x a genom antalet elektroner i atomen Z får vi den elektroniska koefficienten för sann absorption (te) *:
där abonnemangTILL indikerar att den elektroniska sanna absorptionskoefficienten som bestäms i (2.11) är medelvärdet för atomens alla elektroner, inklusive de interna LG-elektronerna. Uttryck (2.11) är giltigt i ärendet X de där. i fallet när de kan absorbera alla elektroner i atomen.
Den atomära sanna absorptionskoefficienten kan betraktas som summan av de partiella atomära sanna absorptionskoefficienterna x q för individuella nivåerq atom:
varx q bestäms av den fotoelektriska effekten av endast enq -nivån av atomen. Den partiella atomära koefficienten för sann absorption är därför den effektiva tvärsnittsarean av atomen för jonisering av g-nivån genom att fånga en foton.
Vi betecknar kemisk formel komplex substans enligt följande:
varQi - elementsymboler,NS (- antalet atomer i en molekyl. Vi introducerar också notationen- atomvikt u (t w), är masskoefficienten för den verkliga absorptionen av elementetQ h Med tanke på processerna för absorption av enskilda atomer av en molekyl (blandning av ämnen) oberoende av varandra och därför, under antagande av giltigheten av additivitetslagen för atomära (massa) verkliga absorptionskoefficienter, finner vi molekylmassans absorptionskoefficient:
varM - molekylvikt. Denna formel kan omvandlas genom att införa viktkoncentrationer C, =riiAJM elementQ (.
Den resulterande formeln är bekväm för att beräkna massabsorptionskoefficienterna för gasblandningar, legeringar, fasta och flytande lösningar etc.
Giltigheten av additivitetslagen bekräftas genom experiment. Avvikelser från denna lag förekommer endast i den fina strukturen av absorptionsspektra (för mer detaljer se).
Experimentella studier har visat att atomabsorptionskoefficienten för alla nivåer av en atom beror på atomnumret Z och våglängden X och ett ungefärligt uttryck är giltigt:
varX i cm, och koefficienten C beror på våglängdsregionen och ändras när den passerar genom värdenaX k, X Lh Xsh och så vidare, relaterat till vissa våglängder, vid vilka jonisering av motsvarande nivåer fortfarande sker.
Värdet på de verkliga absorptionskoefficienterna beror på våglängdenX infallande strålning och grundämnets atomnummer. Om för detta element att bygga beroendenx a ochx t frånX (Fig. 2.8), visar det sig att ökningenx a ochx t med ökandeX inträffar ojämnt: ett antal hopp observeras när våglängden, ökande, passerar genom några värden, som är olika för varje ämne, som är kanterna på motsvarande absorptionsband, eller absorptionströsklar för atomens ^ -nivå (" d-absorptionskant"), där vi kan få två värden x t på ömse sidor om denna gräns. Låt oss beteckna massabsorptionskoefficienten från kortvåglängdsgränsen frånX d tvärs överx m (X q) 9 och med långvåg -x "m (X q), det är uppenbart attx m (X i) > x "m (X q). Attityd
kallas t-nivåns absorptionshopp. I intervallen mellan hoppen följer koefficientökningen lagen X 3. I fig. 2.9 visar beroendetx a från Z tillX = 1A.
Ris . 2.8.
Närvaron av absorption hoppar på beroendent t frånX och Z leder till behovet av att välja strålning när man utför strukturella studier av material, eftersom om våglängden på de infallande strålarna är något mindre än kanten av absorptionsbandet TILL -serien av elementet som studeras, då minskar inte bara intensiteten av diffrakterad strålning på grund av stark absorption, utan också mycket intensiv fluorescens uppstår, vilket kraftigt sänker kontrasten i röntgendiffraktionsmönstret, vilket skapar en stor bakgrund på det. En liknande, men något svagare effekt observeras i studier av tunga grundämnen, när våglängden på de infallande strålarna är något mindre än kanten på absorptionsbandet L- serier. Sedan forskning
Ris. 2.9. Beroende av atomabsorptionskoefficientent a på atomnumret för ämnet Z förX = 1 A.
Å andra sidan, på grund av absorptionshopp, blir det möjligt att använda selektivt absorberande skärmar (filter) för att ändra den spektrala sammansättningen av strålning som kommer från röret. Det mest använda är P-filtret, som gör det möjligt att separera a-linjen i det karakteristiska spektrumet från dess medföljande p. Förändringen i intensitetsfördelningen i röntgenspektrumet när det passerar genom p-filtret visas i fig. 2.10.
Ris. 2.10.
Det är tydligt att kanten på absorptionsbandet av atomer av substansen som P-filtret består av måste ligga mellan a- och P-linjerna i det karakteristiska spektrumet av substansen i röntgenrörets anod. Detta villkor är uppfyllt om filtermaterialets atomnummer är en mindre än atomnumret för anodmaterialet från Cr, Fe, Co, Ni, Cu. Både niob och zirkonium kan fungera som filter för Mo-strålning.
Med ett lämpligt val av filtertjocklek kommer P-linjen att försvagas flera hundra gånger starkare än a-linjen.
Röntgenspektra är av två typer: kontinuerliga och linjära. Kontinuerliga spektra uppträder under retardation av snabba elektroner i anti-katodens substans och är den vanliga strömningen av elektroner. Strukturen av det kontinuerliga spektrumet beror inte på antikatodens material. Linjespektrumet består av enskilda emissionslinjer. Det beror på antikatodens material och kännetecknas helt av det. Varje element har sitt eget karakteristiska linjespektrum. Därför kallas linjeröntgenspektra också karakteristiska.
Schemat för utseendet av karakteristisk röntgenstrålning kan avbildas enligt följande.
Det finns tre grundläggande skillnader mellan röntgenlinjespektra och optiska linjespektra. För det första är frekvensen av röntgenstrålar tusentals gånger högre än frekvensen för optisk strålning. Det betyder att energin i ett röntgenkvantum är tusentals gånger större än ett optiskt kvantum. För det andra har röntgenspektra för olika element samma struktur, medan strukturen för de optiska spektra för olika element skiljer sig markant. För det tredje består optiska absorptionsspektra av individuella linjer som sammanfaller med emissionslinjerna i huvudserien av motsvarande element. Röntgenabsorptionsspektra är inte som röntgenstrålningsspektra: de består av flera band med en skarp långvågskant.
 |
Alla dessa egenskaper hos röntgenspektra förklaras av emissionsmekanismen, som är i full överensstämmelse med strukturen hos elektronskalen. En elektron som faller på anti-katodens material och kolliderar med anti-katodens atomer kan slå ut en elektron från ett av atomens inre skal. Resultatet är en atom som saknar en elektron på ett av dess inre skal. Följaktligen kan elektroner från fler yttre skal överföras till det lediga utrymmet. Som ett resultat emitteras ett kvantum, vilket är ett röntgenkvant.
elektroner och störningar från andra elektroner. När en elektron passerar till det lediga utrymmet på det inre skalet, emitteras ett kvantum från det yttre skalet, vars frekvens är
Eftersom Z är stort för tunga atomer är termernas energi också stor i jämförelse med energin för de optiska termerna. Följaktligen är strålningsfrekvenserna också höga i jämförelse med de optiska frekvenserna. Detta förklarar den höga energin hos röntgenkvanta.
Eftersom atomernas inre skal har samma struktur bör alla tunga atomer ha samma strukturerade röntgenspektra, bara för tyngre atomer förskjuts spektrumet mot högre frekvenser.
Detta bekräftas till fullo av experiment och bevisar att atomernas inre skal har samma struktur, som det antogs när man förklarade grundämnenas periodiska system.
År 1913 upprättade den engelske fysikern Moseley en lag som relaterar våglängderna för linjer i röntgenspektrumet till atomnumret för grundämnet Z. Enligt denna lag:
Här är R Rydbergskonstanten (R = 1,1 × 10 7 1 / m), n är numret på energinivån till vilken elektronen har passerat, k är numret på energinivån från vilken elektronen har passerat.
Konstanten s kallas skärmningskonstanten. Elektronerna som gör övergångar när de sänder ut röntgenstrålar är under inflytande av kärnan, vars attraktion försvagas något av verkan av de återstående elektronerna som omger den. Det är denna avskärmande handling som tar sig uttryck i behovet att subtrahera från z något värde.
Moseleys lag låter dig bestämma kärnans laddning, känna till linjernas våglängd, karakteristisk röntgenstrålning. Det var studiet av karakteristisk röntgenstrålning som gjorde det möjligt att slutligen ordna grundämnena i det periodiska systemet.
Moseleys lag visar att kvadratrötter av röntgentermer beror linjärt på laddningsnumret Z element.
Om en elektron slås ut ur K-skalet ( n= 1), sedan när elektroner passerar till den lediga platsen från andra skal, sänds röntgen K-serien ut. När elektroner passerar till den lediga platsen i L-skalet ( n= 2) en L-serie sänds ut osv. Således bekräftar den experimentellt observerade likheten mellan strukturen av röntgenspektra och Moseleys lag de begrepp som används vid tolkningen av det periodiska systemet för element.
Det speciella med röntgenabsorptionsspektra förklaras också av det faktum att emissionen av röntgenstrålning är relaterad till atomens inre skal. Som ett resultat av absorption av ett röntgenkvantum av en atom kan en elektron dras ut från ett av atomens inre skal, d.v.s. fotojoniseringsprocessen. Vart och ett av absorptionsbanden motsvarar extraktion av en elektron från motsvarande skal av atomen. K-bandet (fig. 9.6.) bildas som ett resultat av att man slår ut en elektron från det innersta skalet på en atom - K-skalet, L-bandet - från det andra skalet osv. Den skarpa långvågskanten av varje band motsvarar början av fotojoniseringsprocessen, dvs. dra ut en elektron från motsvarande skal utan att ge det en extra rörelseenergi... Den långvågiga delen av absorptionsbandet motsvarar fotojoniseringshandlingar med överföring av överskott av kinetisk energi till elektronen. Strukturerna för röntgenabsorptionsspektra för tunga element liknar varandra och bekräftar likheten mellan strukturen hos de inre skalen av atomer av tunga element. Figur 9.7. det kan ses att vart och ett av absorptionsbanden har en fin struktur: det finns ett maximum i K-bandet, tre maxima i L-bandet och fem maxima i M-bandet. Detta beror på den fina strukturen hos röntgentermer.
Om en elektron träffar en relativt tung kärna, bromsas den in, och dess kinetiska energi frigörs i form av en röntgenfoton med ungefär samma energi. Om den flyger förbi kärnan kommer den bara att förlora en del av sin energi, och resten kommer att överföras till andra atomer som stöter på i dess väg. Varje handling av energiförlust leder till emission av en foton med viss energi. Ett kontinuerligt röntgenspektrum visas, vars övre gräns motsvarar energin hos den snabbaste elektronen. Detta är mekanismen för bildandet av ett kontinuerligt spektrum, och den maximala energin (eller minsta våglängden) som fixerar gränsen för det kontinuerliga spektrumet är proportionell mot den accelererande spänningen, som bestämmer hastigheten på de infallande elektronerna. Spektrallinjer kännetecknar det bombarderade målets material, och det kontinuerliga spektrumet bestäms av elektronstrålens energi och är praktiskt taget oberoende av målmaterialet.
Röntgenstrålar kan erhållas inte bara genom elektronbombardement, utan också genom att bestråla målet med röntgenstrålar från en annan källa. I det här fallet går dock det mesta av den infallande strålenergin över till det karakteristiska röntgenspektrumet, och en mycket liten del av den faller på det kontinuerliga. Uppenbarligen måste den infallande röntgenstrålen innehålla fotoner, vars energi är tillräcklig för att excitera de karakteristiska linjerna för det bombarderade elementet. Den höga andelen energi i det karakteristiska spektrumet gör denna metod för röntgenexcitering bekväm för vetenskaplig forskning.
Röntgenrör. För att få röntgenstrålning på grund av elektroners interaktion med materia måste du ha en elektronkälla, medel för att accelerera dem till höga hastigheter och ett mål som kan motstå elektronbombardement och producera röntgenstrålar med den intensitet som krävs. Apparaten som innehåller allt detta kallas ett röntgenrör. Tidiga forskare använde "djupt evakuerade" rör av typen moderna gasurladdningsrör. Vakuumet i dem var inte särskilt högt.
Gasurladdningsrör innehåller en liten mängd gas, och när en stor potentialskillnad appliceras på rörets elektroder omvandlas gasatomerna till positiva och negativa joner. Positiva rör sig till den negativa elektroden (katoden) och, faller på den, slår ut elektroner från den, och de i sin tur flyttar till den positiva elektroden (anod) och, bombarderar den, skapar en ström av röntgenfotoner.
I det moderna röntgenröret som utvecklats av Coolidge är elektronkällan en volframkatod som värms till hög temperatur... Elektroner accelereras till höga hastigheter av den höga potentialskillnaden mellan anoden (eller anti-katoden) och katoden. Eftersom elektronerna måste nå anoden utan att kollidera med atomerna krävs ett mycket högt vakuum, för vilket röret måste vara väl evakuerat. Detta minskar också sannolikheten för jonisering av de återstående gasatomerna och de resulterande sidoströmmarna.
Elektronerna fokuseras på anoden med hjälp av en speciellt formad elektrod som omger katoden. Denna elektrod kallas fokusering och bildar tillsammans med katoden rörets "elektronstrålkastare". Den elektronbombarderade anoden måste vara gjord av ett eldfast material, eftersom det mesta av den kinetiska energin hos de bombarderande elektronerna omvandlas till värme. Dessutom är det önskvärt att anoden är gjord av ett material med ett högt atomnummer, eftersom röntgenutbytet ökar med ökande atomnummer. Volfram väljs oftast som anodmaterial, vars atomnummer är 74.
Utformningen av röntgenrör kan variera beroende på applikation och krav.
Principer för röntgendiffraktion. För att förstå fenomenet med röntgendiffraktion är det nödvändigt att överväga i ordning: för det första röntgenspektrumet, för det andra kristallstrukturens natur och för det tredje själva diffraktionsfenomenet.
Som nämnts ovan består den karakteristiska röntgenstrålningen av en serie spektrallinjer med en hög grad av monokromaticitet, bestämd av anodmaterialet. Med hjälp av filter kan du välja de mest intensiva. Genom att på lämpligt sätt välja anodens material är det därför möjligt att erhålla en källa för nästan monokromatisk strålning med ett mycket exakt bestämt värde på våglängden. De karakteristiska strålningsvåglängderna sträcker sig vanligtvis från 2,285 för krom till 0,558 för silver (värdena för de olika elementen är kända inom sex signifikanta siffror). Det karakteristiska spektrumet överlagras på det kontinuerliga "vita" spektrumet med mycket lägre intensitet, på grund av retardationen av de infallande elektronerna i anoden. Således kan två typer av strålning erhållas från varje anod: karakteristisk och bremsstrahlung, som var och en spelar på sitt sätt. viktig roll.
Atomerna i kristallstrukturen är ordnade med korrekt periodicitet och bildar en sekvens av identiska celler - ett rumsligt gitter. Vissa gitter (till exempel för de flesta vanliga metaller) är ganska enkla, medan andra (till exempel för proteinmolekyler) är ganska komplexa.
Följande är karakteristiskt för kristallstrukturen: om man flyttar från en given punkt i en cell till motsvarande punkt i en intilliggande cell, kommer exakt samma atommiljö att hittas. Och om någon atom är belägen vid en eller annan punkt i en cell, så kommer samma atom att vara belägen på motsvarande punkt i någon angränsande cell. Denna princip är strikt sann för en perfekt, perfekt ordnad kristall. Men många kristaller (till exempel fasta metalllösningar) är oordnade i en eller annan grad, d.v.s. kristallografiskt ekvivalenta platser kan upptas av olika atomer. I dessa fall är det inte positionen för varje atom som bestäms, utan endast positionen för atomen, "statistiskt medelvärde" över ett stort antal partiklar (eller celler).
Röntgendiffraktion är ett kollektivt spridningsfenomen där rollen som hål och spridningscentra spelas av periodiskt placerade atomer i kristallstrukturen. Ömsesidig förbättring av deras bilder vid vissa vinklar ger ett diffraktionsmönster liknande det som skulle uppstå vid diffraktionen av ljus på ett tredimensionellt diffraktionsgitter.
Spridning uppstår på grund av interaktionen av den infallande röntgenstrålningen med elektronerna i kristallen. På grund av det faktum att våglängden för röntgenstrålningen är av samma storleksordning som atomens dimensioner, är våglängden för den spridda röntgenstrålningen densamma som den för den infallande. Denna process är resultatet av påtvingade oscillationer av elektroner under påverkan av infallande röntgenstrålning.
Betrakta nu en atom med ett moln av bundna elektroner (som omger kärnan) som röntgenstrålar infaller på. Elektroner i alla riktningar sprider incidenten samtidigt och sänder ut sina egna röntgenstrålar med samma våglängd, om än med olika intensitet. Intensiteten av den spridda strålningen är relaterad till elementets atomnummer, eftersom atomnummer lika med antalet orbitala elektroner som kan delta i spridningen. (Detta beroende av intensiteten av spridningselementets atomnummer och av riktningen i vilken intensiteten mäts kännetecknas av atomspridningsfaktorn, som spelar en extremt viktig roll vid analys av kristallstruktur.)
Låt oss i kristallstrukturen välja en linjär kedja av atomer som ligger på samma avstånd från varandra och överväga deras diffraktionsmönster. Det har redan noterats att röntgenspektrumet består av en kontinuerlig del ("kontinuum") och en uppsättning mer intensiva linjer som är karakteristiska för elementet som är anodens material. Låt oss säga att vi filtrerade bort det kontinuerliga spektrumet och fick en nästan monokromatisk röntgenstråle riktad mot vår linjära kedja av atomer. Villkoret för amplifiering (förstärkningsstörning) är uppfyllt om vägskillnaden mellan vågorna spridda av angränsande atomer är en multipel av våglängden. Om strålen faller i vinkel a 0 till en linje av atomer separerade med intervall a(period), sedan för diffraktionsvinkeln a reseskillnaden som motsvarar förstärkningen skrivs i formuläret
a(cos a- för a 0) = hl,
var lÄr våglängden, och h- ett heltal.
För att utöka detta tillvägagångssätt till en tredimensionell kristall, är det bara nödvändigt att välja raderna av atomer i två andra riktningar i kristallen och lösa de tre ekvationerna som erhålls på detta sätt för tre kristallaxlar med perioder a, b och c... De andra två ekvationerna är
Dessa är de tre grundläggande Laue-ekvationerna för röntgendiffraktion och siffrorna h, k och c- Miller-index för diffraktionsplanet. Med tanke på någon av Laue-ekvationerna, till exempel den första, kan man märka att, eftersom a, a 0, lÄr konstanter, och h= 0, 1, 2, ..., dess lösning kan representeras som en uppsättning koner med en gemensam axel a(fig. 5). Detsamma gäller för vägbeskrivningar b och c.
I det allmänna fallet med tredimensionell spridning (diffraktion) måste de tre Laue-ekvationerna ha en generell lösning, d.v.s. tre diffraktionskoner placerade på var och en av axlarna måste skära varandra; den allmänna skärningslinjen visas i fig. 6. Den gemensamma lösningen av ekvationerna leder till Bragg - Wolfe-lagen:
l= 2(d/n) synd q,
var d- avstånd mellan plan med index h, k och c(period), n= 1, 2, ... är heltal (diffraktionsordning), och q- vinkeln som bildas av den infallande strålen (och även av den diffrakterande) med kristallens plan, i vilket diffraktionen sker.
Genom att analysera ekvationen för Bragg - Wolfe-lagen för en enskild kristall som ligger i vägen för en monokromatisk röntgenstråle, kan vi dra slutsatsen att diffraktion inte är lätt att observera, eftersom magnituder l och qär fixerade och synd q < 1. При таких условиях, чтобы имела место дифракция для рентгеновского излучения с длиной волны l, kristallens plan med perioden d måste vridas till rätt vinkel q... För att förverkliga denna osannolika händelse används olika tekniker.
Förutom direkt excitation av elementets atomer som ska bestämmas av primär röntgenstrålning, kan ett antal andra effekter observeras som bryter mot det linjära beroendet av intensiteten hos den karakteristiska linjen på koncentrationen av elementet. Intensiteten beror inte bara på innehållet av de analyserade atomerna i provet, utan också på processerna för absorption och spridning av detta ämne, som tillsammans ger den så kallade dämpningen.
FÖRSVAGNING
Om en riktad röntgenstråle passerar genom ett materiallager med tjocklek D och densitet c, minskar dess intensitet exponentiellt:
jag= I0e-uD
där µ är dämpningskoefficienten, som är en parameter för materialet och dessutom beror på röntgenstrålningens våglängd. µ-koefficienten är proportionell mot c och ökar snabbt med ökande elements serienummer och röntgenvåglängd. Förhållandet µ/s kallas massdämpningsfaktorn. Se fig 2
Som tidigare nämnts är dämpningen en kombination av två fysiska processer- absorption och spridning, d.v.s. dämpningskoefficienten är:
där f är absorptionskoefficienten; y är spridningskoefficienten.
Huvudsaken är att andelen φ ökar med ökande Z och n, och att denna komponent dominerar över y i det våglängdsområde som är typiskt för röntgenfluorescensanalys (med undantag för de lättaste grundämnena som kol). Därför, vid utövandet av röntgenfluorescensanalys, är dämpningen identisk med absorptionen.
ABSORPTION
Absorption uppstår när mängder av extern strålning som faller in på ett material slår ut elektroner ur atomskalet.
I det här fallet går energin från strålningskvanta å ena sidan på utvinning (arbetsfunktion) av elektroner från atomer och å andra sidan på att ge dem kinetisk energi.
Den tidigare införda koefficienten f är en funktion av strålningsvåglängden. Figur 3 visar, som ett exempel, massabsorptionskoefficientens φ beroende av l, eller det så kallade absorptionsspektrumet.
Kurvan är inte jämn. Det finns hopp i spektrumet, kallade absorptionskanter, som uppstår på grund av absorptionens kvanta natur, och absorptionsspektrumet sägs vara linjärt.
Absorptionskanten är en individuell egenskap hos atomer som motsvarar det energivärde vid vilket en abrupt förändring av absorptionskoefficienten inträffar. Denna absorptionsfunktion har en enkel fysisk förklaring. Vid fotonenergier som överstiger bindningsenergin för elektroner på K - skalet är absorptionstvärsnittet för elektroner på L - skalet åtminstone en storleksordning mindre än för K - skalet.
När energin av röntgenkvanta minskar och närmar sig energin för elektronavskiljning från K - skalet, ökar absorptionen i enlighet med formeln, där koefficienten C ges för K - skalet.
fm = CNZ4ln / A
där N är Avogadros tal, Z är det absorberande elementets atomnummer, A är dess atomvikt, l är våglängden, n är en exponent som tar värden mellan 2,5 och 3,0, och C är en konstant som abrupt minskar när passerar genom absorptionskanten.
Med en minskning av energin för röntgenkvanta under bindningsenergin för en elektron på K - skalet (~ 20 keV), inträffar en abrupt minskning av absorptionen. eftersom röntgenstrålar med lägre energi endast kan interagera med elektroner i L- och M-skalen. I processen att ytterligare minska energin ökar absorptionen igen i enlighet med formeln, där koefficienten C är inställd redan för L-skalet. Denna tillväxt fortsätter upp till hopp som motsvarar elektronernas bindningsenergier på L-skalen. Vidare sker denna process för elektroner på M-skal, etc.
STRIDNING
Fenomenet när en röntgenstråle ändrar riktning när den interagerar med materia kallas spridning. Om den spridda strålningen har samma våglängd som den primära, så kallas processen elastisk eller Rayleigh-spridning. Elastisk spridning sker på bundna elektroner; den används för att fastställa kristallstrukturen hos ett ämne med hjälp av röntgendiffraktionsmetoder. Om våglängden för den spridda strålningen är större än den primära strålningens våglängd, kallas processen oelastisk eller Compton-spridning. Oelastisk spridning är resultatet av interaktionen av röntgenstrålar med löst bundna externa elektroner.
Även om spridningen är liten jämfört med absorption, sker den i alla fall, inklusive röntgenfluorescensanalys. Tillsammans med den karakteristiska röntgenstrålningen som uppstår vid fluorescensexcitation bildar den spridda strålningen ett fält av sekundär strålning, som registreras av spektrometern. Vid röntgenfluorescensanalys används dock främst karakteristisk fluorescerande strålning, spridd är oftast en interferens som bildar en bakgrund, bländning i spektrumet. Det är önskvärt att ha så låg spridd strålning som möjligt.
Innehållet i artikeln
ABSORPTION AV RÖNTGEN STRÅLNING I ÄMNE. När man studerar interaktionen mellan röntgenstrålar och ett ämne (fast, flytande eller gasformigt) registreras intensiteten hos den överförda eller diffrakterade strålningen. Denna intensitet är integrerad och associerad med olika interaktionsprocesser. För att skilja dessa processer från varandra används deras beroende av de experimentella förhållandena och fysiska egenskaper föremålet som studeras.
Effekten av röntgenspridning är förknippad med det faktum att krafterna av variabel elektromagnetiskt fält genereras av en röntgenstråle sätts elektronerna i materialet som undersöks i vibrationsrörelse. Oscillerande elektroner sänder ut röntgenstrålar med samma våglängd som de primära, medan förhållandet mellan styrkan hos strålarna som sprids av 1 g materia och intensiteten av den infallande strålningen är ungefär 0,2. Denna faktor ökar något för långvågig röntgenstrålning (mjuk strålning) och minskar för korta våglängder (hård strålning). I detta fall sprids strålarna starkast i riktning mot den infallande röntgenstrålen (och i omvänd riktning) och svagast (2 gånger) i riktningen vinkelrät mot den primära.
Den fotoelektriska effekten uppstår när absorptionen av infallande röntgenstrålning åtföljs av frigöring av elektroner. Efter utstötningen av den inre elektronen sker en återgång till ett stationärt tillstånd. Denna process kan ske antingen utan strålning med utstötning av en andra elektron (Auger-effekt), eller så kan den åtföljas av karakteristisk röntgenstrålning av materialatomer ( centimeter... RÖNTGEN). Detta fenomen liknar till sin natur fluorescens. Röntgenfluorescens kan uppstå endast när den karakteristiska röntgenstrålningen av ett element utsätts för ett hinder från ett lättare element (med ett lägre atomnummer).
Den totala absorptionen av röntgenstrålar bestäms av summeringen av alla typer av interaktioner som dämpar intensiteten av röntgenstrålar. För att bedöma dämpningen av intensiteten av röntgenstrålning när den passerar genom ämnet, används en linjär dämpningskoefficient, som kännetecknar minskningen av strålningsintensiteten när den passerar genom 1 cm av ämnet och är lika med den naturliga logaritmen av förhållandet mellan intensiteterna av den infallande och transmitterade strålningen. Dessutom används halvabsorptionsskiktets tjocklek som en egenskap för ett ämnes förmåga att absorbera infallande strålning, d.v.s. tjockleken av skiktet, när det passerar genom vilket strålningsintensiteten halveras.
De fysikaliska mekanismerna för röntgenspridning och uppkomsten av sekundär karakteristisk strålning är olika, men i alla fall beror de på antalet atomer av ämnet som interagerar med röntgenstrålningen, d.v.s. på ämnets densitet är därför den universella egenskapen för absorption massabsorptionskoefficienten - den verkliga absorptionskoefficienten relaterad till ämnets densitet.
Absorptionskoefficienten i samma ämne minskar med avtagande röntgenvåglängd, men vid en viss våglängd sker en kraftig ökning (hopp) i absorptionskoefficienten, varefter den fortsätter att minska (Fig.). Med ett hopp ökar absorptionskoefficienten flera gånger (ibland med en storleksordning) och med ett annat värde för olika ämnen. Uppkomsten av ett absorptionshopp är förknippat med det faktum att vid en viss våglängd exciteras den karakteristiska röntgenstrålningen av det bestrålade ämnet, vilket kraftigt ökar energiförlusten under strålningens passage. Inom varje sektion av kurvan för absorptionskoefficientens beroende av våglängden (före och efter absorptionshoppet) ändras massabsorptionskoefficienten i proportion till kuben för röntgenstrålningsvåglängden och atomnumret för ett kemiskt element (barriärmaterial).
När en icke-monokromatisk röntgenstrålning, till exempel strålning med ett kontinuerligt spektrum, passerar genom ett ämne, uppstår ett spektrum av absorptionskoefficienter, medan kortvågig strålning absorberas svagare än långvågig strålning, och som tjockleken på barriären ökar, den resulterande absorptionskoefficienten närmar sig värdet som är karakteristiskt för kortvågsstrålning. Om ett ämne består av flera kemiska grundämnen, då beror den totala absorptionskoefficienten på atomnumret för varje grundämne och mängden av detta grundämne i ämnet.
Beräkningar av absorptionen av röntgenstrålning i ett ämne har stor betydelse för röntgeninspektion. I närvaro av en defekt (till exempel en por eller en kavitet) i en metallplatta ökar intensiteten av den överförda strålningen, och när den slås på från ett tyngre element minskar den. Genom att känna till värdet på absorptionskoefficienten är det möjligt att beräkna den inre defektens geometriska dimensioner.
Röntgenfilter.
När man undersöker material med hjälp av röntgenstrålar kompliceras tolkningen av resultaten av närvaron av flera våglängder. För att isolera individuella våglängder används röntgenfilter gjorda av ämnen med olika absorptionskoefficienter för olika våglängder, med det faktum att en ökning av strålningsvåglängden åtföljs av en ökning av absorptionskoefficienten. Till exempel, för aluminium är absorptionskoefficienten för K-seriens röntgenstrålning från en järnanod (l = 1,932 A) högre än för K-seriens strålning från en molybdenanod (l = 0,708 A) och med ett aluminiumfilter tjocklek på 0,1 mm är dämpningen av strålningen från järnanoden 10 gånger mer än för strålningen av molybden.
Närvaron av ett absorptionshopp på kurvan för absorptionskoefficienten mot våglängden gör det möjligt att erhålla selektivt absorberande filter om våglängden för den filtrerade strålningen ligger direkt bakom absorptionshoppet. Denna effekt används för att filtrera bort b-komponenten i K-serien av strålning, som är 5 gånger svagare i intensitet än a-komponenten. Om vi väljer lämpligt filtermaterial så att a- och b-komponenterna är på motsatta sidor av absorptionshoppet, så minskar intensiteten av b-komponenten flera gånger. Ett exempel är problemet med att filtrera b-strålning av koppar, där våglängden för a-strålning i K-serien är 1,539, och den för b-strålning är 1,389 A. , dvs. ligger mellan våglängderna för a- och b-strålning av koppar, i området för absorptionshoppet, ökar absorptionskoefficienten med en faktor 8, så intensiteten av b-strålning visar sig vara tiotals gånger mindre än intensiteten för a strålning.
När röntgenstrålning interagerar med ett fast ämne kan strålskador uppstå på strukturen i samband med atomernas rörelse. Färgcentra uppträder i jonkristaller, liknande fenomen observeras i glas och mekaniska egenskaper förändras i polymerer. Dessa effekter är förknippade med att slå ut atomer ur deras jämviktspositioner i kristallgittret. Som ett resultat bildas vakanser - frånvaron av atomer i jämviktspositioner i kristallgittret och interstitiella atomer som är i en jämviktsposition i gittret. Effekten av att färga kristaller och glas under inverkan av röntgenstrålning är reversibel och försvinner i de flesta fall vid uppvärmning eller långvarig exponering. Förändringen i de mekaniska egenskaperna hos polymerer vid röntgenbestrålning är förknippad med brytningen av interatomära bindningar.
Den huvudsakliga studieriktningen för interaktionen av röntgenstrålning med ett fast ämne är röntgenstrukturanalys, med hjälp av vilken arrangemanget av atomer i ett fast ämne och dess förändringar under yttre påverkan undersöks.
En metod för att studera molekylära strukturer, d.v.s. bestämning av atomernas position i en molekyl och deras natur med hjälp av röntgenstrålar, fick namnet röntgenstrukturanalys. För studier av biologiska strukturer kan användas olika fenomen interaktion mellan röntgenstrålning och materia: absorption, spridning och diffraktion, inaktivering (förändringar i strukturen av molekyler och deras funktioner beståndsdelar under påverkan av röntgenstrålning). Metoden för spridning och diffraktion av röntgenstrålar använder deras vågegenskaper. Röntgenstrålar spridda av atomerna som utgör molekylerna stör och ger en bild - ett Laue-mönster, där positionen och intensiteten av maxima beror på atomernas position i molekylen och på ömsesidig disposition molekyler. Om molekylerna är placerade kaotiskt, till exempel i lösningar, beror spridningen inte på molekylernas inre struktur, utan främst på deras storlek och form.
Absorptionen av röntgenstrålning i ett ämne åtföljs av bildandet av fotoelektroner, Auger-elektroner och emission av sekundära fotoner från ämnets atomer.
Absorptionskoefficienten för röntgenstrålning av ett ämne minskar med en ökning av dess frekvens. En riktad röntgenstråle med ett tvärsnitt på 1 cm2, som passerar genom ett lager av materia, försvagas som ett resultat av interaktion med dess atomer. Med ordningsnumren för elementen 10 - 35 och längden på röntgenstrålarna 0 1 - 1 0, spelas den dominerande rollen i dämpningsprocesserna av den verkliga absorptionen av röntgenstrålar.
Röntgendiagnostik
Erkännande av förändringar och sjukdomar i vävnader och organ med hjälp av radiografi.
Interaktion av röntgenstrålar med biologiska vävnader.
Röntgenterapi är en metod för att behandla olika sjukdomar med hjälp av röntgenstrålar. Röntgengeneratorn är ett speciellt röntgenrör med ett radioaktivt ämne. Mestadels används röntgenterapi för att behandla onkologiska sjukdomar... Denna behandling är baserad på det faktum att joniserande strålning har förmågan att ha en skadlig effekt på celler, vilket orsakar olika mutationer som är oförenliga med cellers livskraft, och ju mer aktiva processerna för reproduktion och tillväxt är, desto starkare och mer destruktiv blir effekten av strålning.
Det bör noteras att röntgenterapi används inte bara för behandling av tumörer, utan också för behandling av andra sjukdomar. Denna metod för att behandla patologi av icke-tumörursprung används när andra metoder är ineffektiva. Oftast blir människor patienter i sådana fall. pensionsålder, som på grund av kontraindikationer för användningen av olika terapeutiska procedurer ordineras en kurs av röntgenterapi. Fördelarna med denna behandlingsmetod inkluderar ett minimum av kontraindikationer, såväl som antiinflammatoriska, anti-allergiska och smärtstillande effekter. Dessutom, för behandling av icke-neoplastiska sjukdomar, är stråldoserna tillräckligt låga, så de karakteristiska "strålningsbiverkningarna" observeras sällan hos sådana patienter.
Radioaktivitet. Grundlagen för radioaktivt sönderfall. Halva livet. Isotoper, deras tillämpning inom medicin.
Lagen om radioaktivt sönderfall kännetecknas av att aktiviteten för en given isotop under en viss tid alltid minskar med samma bråkdel, oavsett aktivitetens storlek.
Användningen av isotoper i medicin
Idag används radionuklidforskning och behandlingsmetoder i stor utsträckning inom olika områden av vetenskaplig och praktisk medicin - inom onkologi, kardiologi, hepatologi, urologi och nefrologi, lungologi, endokrinologi, traumatologi, neurologi och neurokirurgi, pediatrik, allergologi, hematologi, klinisk immunologi, etc. .
Det radioaktiva ämnets aktivitet. Enheter.
ett mått på ett ämnes radioaktivitet, uttryckt som antalet sönderfall av dess kärnor per tidsenhet; mätt i curie (Ci): 1 Ci3 7 - 1010 dec (mikrocurie, mikrocurie); A. r. v. beaktas till exempel vid val av radioaktivt läkemedel, vid bedömning av faran med att arbeta med ett radioaktivt ämne m.m.