При прохождении рентгеновских лучей через вещество их энергия уменьшается из-за поглощения и рассеяния. Ослабление интенсивности параллельного пучка рентгеновских лучей, проходящих через вещество, определяется законом Бугера: I = I0·e -μd , где I 0 - начальная интенсивность рентгеновского излучения; I - интенсивность рентгеновских лучей, прошедших через слой вещества, d – толщина поглощающего слоя, μ - линейный коэффициент ослабления. Он равен сумме двух величин: t - линейного коэффициента поглощения и σ - линейного коэффициента рассеяния: μ = τ+σ
В экспериментах обнаружено, что линейный коэффициент поглощения зависит от атомного номера вещества и длины волны рентгеновских лучей:
τ = kρZ 3 λ 3 , где k - коэффициент прямой пропорциональности, ρ - плотность вещества, Z – атомный номер элемента, λ - длина волны рентгеновских лучей.
Зависимость от Z очень важна с практической точки зрения. Например, коэффициент поглощения костей, которые состоят из фосфата кальция, почти в 150 раз превышает коэффициент поглощения мягких тканей (Z =20 для кальция и Z =15 для фосфора). При прохождении рентгеновских лучей через тело человека, кости четко выделяются на фоне мышц, соединительной ткани и т.п.
Известно, что пищеварительные органы имеют такую же величину коэффициента поглощения, как и другие мягкие ткани. Но тень пищевода, желудка и кишечника можно различить, если пациент примет внутрь контрастное вещество - сернокислый барий (Z= 56 для бария). Сернокислый барий очень непрозрачен для рентгеновских лучей и часто используется для рентгенологического обследования желудочно-кишечного тракта. Определенные непрозрачные смеси вводят в кровяное русло для того, чтобы исследовать состояние кровеносных сосудов, почек и т.п. Как контрастное вещество в этом случае используют йод, атомный номер которого составляет 53.
Зависимость поглощения рентгеновских лучей от Z используют также для защиты от возможного вредного действия рентгеновского излучения. Для этой цели применяют свинец, величина Z для которого равна 82.
Конец работы -
Эта тема принадлежит разделу:
Природа рентгеновских лучей
Дозиметрия излучений поглощенная доза излучения это энергия ионизирующего излучения.. излучение в медицине.. медицинская радиология является разделом медицинской науки в котором используются излучения в диагностике и лечении..
Если Вам нужно дополнительный материал на эту тему, или Вы не нашли то, что искали, рекомендуем воспользоваться поиском по нашей базе работ:
Что будем делать с полученным материалом:
Если этот материал оказался полезным ля Вас, Вы можете сохранить его на свою страничку в социальных сетях:
| Твитнуть |
Все темы данного раздела:
Природа рентгеновских лучей
Рентгеновские лучи были обнаружены случайно в 1895 году знаменитым немецким физиком Вильгельмом Рентгеном. Он изучал катодные лучи в газоразрядной трубке низкого давления при высоком напряжении меж
Получение рентгеновского излучения
Рентгеновские лучи возникают, когда быстрые электроны, или катодные лучи, сталкиваются со стенками или анодом газоразрядной трубки низкого давления. Современная рентгеновская трубка представляет со
Тормозное рентгеновское излучение
Тормозное рентгеновское излучение возникает при торможении электронов, движущихся с большой скоростью, электрическими полями атомов анода. Условия торможения отдельных электронов не одинаковы. В ре
Характеристическое рентгеновское излучение
Характеристическое рентгеновское излучение имеет не сплошной, а линейчатый спектр. Этот тип излучения возникает, когда быстрый электрон, достигая анода, проникает во внутренние орбитали атом
Первичные физические механизмы взаимодействия рентгеновского излучения с веществом
Для первичного взаимодействия между рентгеновским излучением и веществом характерно три механизма:
1. Когерентное рассеяние. Эта форма взаимодействия происходит, когда фотоны рентген
Некоторые эффекты взаимодействия рентгеновского излучения с веществом
Как было упомянуто выше, рентгеновские лучи способны возбуждать атомы и молекулы вещества. Это может вызывать флюоресценцию определенных веществ (например, сульфата цинка). Если параллельный пучок
Применение рентгеновского излучения в медицине
Причиной применения рентгеновского излучения в диагностике послужила их высокая проникающая способность. В первое время после открытия, рентгеновское излучение использовалось по большей части, для
Атомное ядро
Известно, что атомное ядро является небольшим образованием, состоящим из нуклонов, которые включают два типа элементарных частиц: протоны и нейтроны. Протон имеет положительный электрический заряд,
Радиоактивность
Радиоактивность - спонтанный распад (дезинтеграция) атомного ядра с излучением субатомных частиц и электромагнитных лучей. Этот феномен был обнаружен в 1896г французским физиком Беккерелем.
Активность. Закон ядерного распада
Существует два вида радиоактивности: естественная и искусственная. Естественная радиоактивность происходит спонтанно без любого внешнего воздействия. Она является результатом нестабил
Ионизирующие излучения
Радиоактивный распад ядер приводит к образованию нескольких типов ионизирующих излучений. Такое излучение, проходя через вещества, ионизирует их атомы и молекулы, то есть превращает их в электричес
Нейтроны
Нейтроны являются незаряженными частицами и производят ионизацию косвенно, взаимодействуя первоначально с атомными ядрами, а не с электронами. Они обладают широким диапазоном длины пробега в вещест
Обнаружение и измерение излучений
Существует много типов приборов, которые используются для обнаружения ионизирующих излучений. Наиболее часто применяют счетчики, которые являются очень чувствительными детекторами α-частиц, но
Дозиметрия излучений
Для определения интенсивности излучений используется дозиметрия, которую производят разными способами. Основными дозами, используемыми в дозиметрии, являются: поглощенная до
Вредное действие излучения
Энергия ионизирующих излучений значительно отличается от тепловой энергии. Смертельная экспозиционная доза гамма-лучей очень незначительно изменяет температуру тела. Излучения, проходя через живые
Хроническое действие небольших доз излучения
Все люди подвержены хроническому действию низких доз ионизирующего излучения, которое возникает от космических лучей и от радионуклидов, содержащихся в окружающей среде. Космические лучи включают п
Радионуклиды в медицинских исследованиях
В настоящее время синтезируется большое число различных биологических смесей, которые содержат радионуклиды водорода, углерода, фосфора, серы и т.п. Их вводят в организм экспериментальных животных
Радионуклиды в диагностике
Радиоактивные следящие устройства поглощаются исследуемым органом. Детектор излучения находится за пределами органа на протяжение какого-то времени и в различных положениях. Для того чтобы минимизи
Терапевтическая радиология
Делящиеся клетки наиболее чувствительны к действию ионизирующего излучения. Клетки злокачественных опухолей делятся более часто, чем клетки нормальных тканей. Быстро делящиеся раковые клетки и клет
Страница 1
Лекция 10
Взаимодействие рентгеновского излучения с твердым телом (фотоэффект, эффект Комптона). Сечение фотоэффекта и его связь с линейным коэффициентом поглощения рентгеновского излучения. Расчет массового коэффициента поглощения для полиатомных образцов.
Полезное соотношение при переходе от энергии фотона к длине волны
Произведение энергии на длину волны = hc = 12,4 кэВÅ
(10.1)
При прохождении пучка фотонов через твердое тело возможны следующие процессы, приводящие к ослаблению интенсивности пучка:
рождение фотоэлектронов в результате фотоэффекта;
комптоновское рассеяние;
образование электрон-позитронных пар.
Комптоновское рассеяние приводит в принципе не к поглощению фотона, а к изменению направления его движения (рассеянию на угол ) с одновременным увеличением его длины волны на величину = (h /m e c )(1 – cos), где h /m e c = 0,0243 Å – комптоновская длина волны электрона . Энергии фотонов, используемых в методах анализа, обычно не превышают 10 кэВ, что соответствует длине волны = 1,24 Å. Поэтому, даже для максимального угла рассеяния = 90 о относительное изменение длины волны в результате комптоновского рассеяния / 210 -2 . Кроме того, при указанных энергиях, вероятность процесса комптоновского рассеяния значительно ниже вероятности рождения фотоэлектрона. Таким образом, преобладающий вклад в ослабление пучка фотонов (рентгеновских квантов) вносит фотоэффект.
Напомним, что при фотоэффекте рентгеновский квант с энергией ħ передает всю энергию атомному электрону, в результате чего последний вылетает из атома с энергией
Е е = ħ – Е св,
(10.2)
где Е
св – энергия связи электрона в атоме.
Для осуществления фотоэффекта необходимо условие ħ Е св, поэтому при фиксированной энергии кванта фотоэффект может иметь место на одних оболочках (подоболочках) и отсутствовать на других.
В соответствие с выражением (10.2), при облучении образца рентгеновскими квантами фиксированной энергии (монохроматическим рентгеновским излучением) из образца будут вылетать фотоэлектроны с различными энергиями, отвечающие различным энергиям связи. Измерив Е е и зная ħ , можно определить Е св и установить, каким атомом испущен фотоэлектрон. Эта возможность лежит в основе метода анализа, называемого рентгеновской фотоэлектронной спектроскопией.
Квантовомеханический расчет дает следующее выражение для зависимости сечения фотоэффекта на оболочке (подоболочке) с энергией связи Е св
Так как e 2 ħ /m e c = 5,5610 -2 кэВÅ 2 , то, объединив все константы, получим следующее выражение
Å 2 , если ħ
в кэВ.
(10.3)
Если ввести ħ
0 = hc
/ 0 = Е
св, то получим зависимость сечения фотоэффекта от длины волны рентгеновского излучения в виде
0 называется длиной волны края поглощения (если К -оболочка, то К -край поглощения, если L 1 , то L 1 -край поглощения).
И
з приведенных выражений следует, что при ħ
Е
св ( 0) сечение фотоэффекта стремится к бесконечности. В действительности, наблюдается резкий рост величины ph до некоторой величины, после чего сечение фотоэффекта на данной оболочке (подоболочке) становится равным нулю (ħ
Е
св). При этом, естественно, сечение фотоэффекта на оболочке с меньшей энергией связи не равно нулю. На рис. 10.1а приведена зависимость сечения фотоэффекта от энергии квантов, а на рис. 10.1б – от длины волны вблизи края поглощения.
Полное сечение фотоэффекта в атоме ph складывается из сечений фотоэффекта на каждой из s
оболочек/подоболочек 
, которые зависят от ћ
и Е
св данной оболочки/подоболочки.
Если сечение фотоэффекта рентгеновского кванта с энергией ћ
на оболочке/подоболочке в моноатомном образце с атомной концентрацией n
0 равно , тогда средняя длина свободного пробега кванта до его поглощения с выходом фотоэлектрона с s
оболочки/подоболочки
, (10.5)
где n s – число электронов на s оболочке/подоболочке.
Пусть внутри образца интенсивность потока рентгеновских квантов равна I перед входом в слой толщиной dx , тогда доля поглощенного пучка за счет фотоэффекта в этом слое есть
,
где s
= n
0 n
s
.
Из этого дифференциального уравнения следует, что интенсивность потока рентгеновских квантов после прохождения образца толщиной l связана с интенсивность потока на входе в образец I 0 следующим соотношением:
,
где
– коэффициент линейного поглощения
. Единица измерения – см -1 .
Иногда используется понятие длина ослабления – расстояние вдоль нормали к поверхности образца, на котором интенсивность рентгеновского излучения спадает в е раз. Длина ослабления обычно измеряется в мкм.
Существующие в настоящее время модели расчета , особенно при энергии кванта ћ
близкой к Е
св, недостаточно хорошо согласуются с экспериментальными данными, поэтому на практике предпочитают пользоваться экспериментально определенными значениями коэффициента линейного поглощения рентгеновских квантов различных энергий в моноатомных материалах, которые определяются по изменению интенсивности потока рентгеновских квантов после прохождения образца известной толщины.
В справочниках обычно приводятся значения массового коэффициента поглощения / , где – плотность поглотителя, единица измерения / – см 2 /г. Использование массового коэффициента поглощения обусловлено во-первых тем, что для определения линейного коэффициента поглощения необходимо измерять с большой точностью толщину тонкого (порядка микрона) поглотителя, для определения же массового коэффициента поглощения достаточно взвесить образец и определить площадь, облучаемую рентгеновским излучением на поглотителе, что можно сделать с существенно большей точностью. При известной плотности поглотителя очевидно, что = (/).
Во-вторых, использование массового коэффициента поглощения позволяет рассчитать / для соединения, состоящего из различных элементов по известным значениям (/) i каждого из элементов, входящего в состав соединения. Делается это следующим образом.
Пусть 
– полное сечение (по всем оболочкам и подоболочкам) фотоэффекта на атоме i
-го компонента соединения. Тогда линейный коэффициент поглощения в соединении может быть записан как
,
где n i и M i – атомная концентрация и атомная масса i -го компонента в соединении, n 0 i – атомная концентрация моноэлементного образца, состоящего только из i -го компонента, m 0 – атомная единица массы (1,6610 -24 г). Произведение в круглых скобках равно линейному коэффициенту поглощения i - го компонента; произведение, стоящее в знаменателе, представляет собой плотность i -го компонента, поэтому линейный коэффициент поглощения может быть представлен в виде
.
Плотность соединения можно представить в виде 
и массовый коэффициент поглощения записать как
,
где – атомная плотность соединения.
Если стехиометрический состав соединения известен, то известны и относительные концентрации каждого i -го компонента С i . Так как С i = n i /n , то окончательно, массовый коэффициент поглощения соединения имеет вид:
.
Иногда массовый коэффициент поглощения записывают через весовые доли Р i i -го компонента соединения (
).
Н
а рис. 10.2 в качестве примера приведена зависимость массового коэффициента поглощения в никеле от длины волны рентгеновского излучения. Сильная зависимость / следует из энергетической зависимости сечения фотоэффекта от энергии рентгеновского кванта (длины волны). При длине волны меньше К
–края поглощения, определяемой как h
с
/
(соответственно при ћ
> ), кванты в основном поглощаются на К
оболочке (
). При длине волны большей К
–края поглощения этот процесс происходит на L
- подоболочках, где для массового коэффициента поглощения также наблюдаются соответственно края L
1 ,
L
2
и L
3 – поглощения.
страница 1
Рассмотренные нами соотношения отражают количественную сторону процесса ослабления рентгеновского излучения. Остановимся кратко на качественной стороне процесса, или на тех физических процессах, которые вызывают ослабление. Это, во-первых, поглощение, т.е. превращение энергии рентгеновского излучения в другие виды энергии и, во-вторых, рассеяние, т.е. изменение направления распространения излучения без изменения длины волны (классическое рассеяние Томпсона) и с изменением длины волны (квантовое рассеяние или комптон-эффект).
1. Фотоэлектрическое поглощение . Рентгеновские кванты могут вырывать с электронных оболочек атомов вещества электроны. Их обычно называют фотоэлектронами. Если энергия падающих квантов невелика, то они выбивают электроны с наружных оболочек атома. Фотоэлектронам сообщается большая кинетическая энергия. С увеличением энергии рентгеновские кванты начинают взаимодействовать с электронами, находящимися на более глубоких оболочках атома, у которых энергия связи с ядром больше, чем электронов наружных оболочек. При таком взаимодействии почти вся энергия падающих рентгеновских квантов поглощается, и часть энергии, отдаваемой фотоэлектронам, меньше, чем в первом случае. Кроме появления фотоэлектронов в этом случае испускаются кванты характеристического излучения за счет перехода электронов с вышележащих уровней на уровни, расположенные ближе к ядру.
Таким образом, в результате фотоэлектрического поглощения возникает характеристический спектр данного вещества - вторичное характеристическое излучение. Если вырывание электрона произошло с K-оболочки, то появляется весь линейчатый спектр, характерный для облучаемого вещества.
Рис. 2.5. Спектральное распределение коэффициента поглощения.
Рассмотрим изменение массового коэффициента поглощения t/r, обусловленное фотоэлектрическим поглощением в зависимости от длины волны l падающего рентгеновского излучения(рис.2.5). Изломы кривой называются скачками поглощения, а соответствующая им длина волны - границей поглощения. Каждый скачек соответствует определенному энергетическому уровню атома K, L, M и т.д. При l гр энергия рентгеновского кванта оказывается достаточной для того, чтобы выбить электрон с этого уровня, в результате чего поглощение рентгеновских квантов данной длины волны резко возрастает. Наиболее коротковолновый скачек соответствует удалению электрона с K-уровня, второй с L-уровня, и т.д. Сложная структура L и M-границ обусловлена наличием нескольких подуровней в этих оболочках. Для рентгеновских лучей с длинами волн несколько большими l гр, энергия квантов недостаточна, чтобы вырвать электрон с соответствующей оболочки, вещество относительно прозрачно в этой спектральной области.
Зависимость коэффициента поглощения от l и Z при фотоэффекте определяется как:
t/r = Сl 3 Z 3 , (2.11)
где С - коэффициент пропорциональности, Z - порядковый номер облучаемого элемента, t/r - массовый коэффициент поглощения, l - длина волны падающего рентгеновского излучения.
Эта зависимость описывает участки кривой рис.2.5 между скачками поглощения.
2. Классическое (когерентное) рассеяние объясняет волновая теория рассеяния. Оно имеет место в том случае, если квант рентгеновского излучения взаимодействует с электроном атома, и энергия кванта недостаточна для вырывания электрона с данного уровня. В этом случае, согласно классической теории рассеяния, рентгеновские лучи вызывают вынужденные колебания связанных электронов атомов. Колеблющиеся электроны, как и все колеблющиеся электрические заряды, становятся источником электромагнитных волн, которые распространяются во все стороны.
Интерференция этих сферических волн приводит к возникновению дифракционной картины, закономерно связанной со строением кристалла. Таким образом, именно когерентное рассеяние дает возможность получать картины дифракции, на основании которых можно судить о строении рассеивающего объекта. Классическое рассеяние имеет место при прохождении через среду мягкого рентгеновского излучения с длинами волн более 0,3 Å. Мощность рассеяния одним атомом равна:
p= × ×Z× I 0 , (2.12)
а одним граммом вещества
где I 0 - интенсивность падающего рентгеновского пучка, N - число Авогадро, A - атомный вес, Z - порядковый номер вещества.
Отсюда можно найти массовый коэффициент классического рассеяния s кл /r, поскольку он равен P/I 0 или s кл /r = × × Z .
Подставив все значения, получим s к,л /r = 0,402 .
Так как у большинства элементов Z /A@0,5 (кроме водорода), то
s кл /r » 0,2 , (2.14)
т.е. массовый коэффициент классического рассеяния примерно одинаков для всех веществ и не зависит от длины волны падающего рентгеновского излучения.
3. Квантовое (некогерентное) рассеяние . При взаимодействии вещества с жестким рентгеновским излучением (длиной волны менее 0,3 Å) существенную роль начинает играть квантовое рассеяние, когда наблюдается изменение длины волны рассеянного излучения. Это явление нельзя объяснить волновой теорией, но оно объясняется квантовой теорией. Согласно квантовой теории такое взаимодействие можно рассматривать как результат упругого столкновения рентгеновских квантов со свободными электронами (электронами внешних оболочек). Этим электронам рентгеновские кванты отдают часть своей энергии и вызывают переход их на другие энергетические уровни. Электроны, получившие энергию, называются электронами отдачи. Рентгеновские кванты с энергией hn 0 в результате такого столкновения отклоняются от первоначального направления на угол y, и будут иметь энергию hn 1 , меньшую, чем энергия падающего кванта. Уменьшение частоты рассеянного излучения определяется соотношением:
hn 1 = hn 0 - E отд, (2.15)
где E отд - кинетическая энергия электрона отдачи.
Теория и опыт показывают, что изменение частоты или длины волны при квантовом рассеянии не зависит от порядкового номера элемента Z , но зависит от угла рассеянияy. При этом
l y - l 0 = l = ×(1 - cos y) @ 0,024 (1 - cosy) , (2.16)
где l 0 и l y - длина волны рентгеновского кванта до и после рассеяния,
m 0 - масса покоящегося электрона, c - скорость света.
Из формул видно, что по мере увеличения угла рассеяния, l возрастает от 0 (при y = 0°) до 0,048 Å (при y = 180°). Для мягких лучей с длиной волны порядка 1 Å эта величина составляет небольшой процент примерно 4-5 %. Но для жестских лучей (l = 0,05 - 0,01 Å) изменение длины волны на 0,05 Å означает изменение l вдвое и даже в несколько раз.
Ввиду того, что квантовое рассеяние некогерентно (различно l, различен угол распространения отраженного кванта, нет строгой закономерности в распространении рассеянных волн по отношению к кристаллической решетке), порядок в расположении атомов не влияет на характер квантового рассеяния. Эти рассеянные рентгеновские лучи участвуют в создании общего фона на рентгенограмме. Зависимость интенсивности фона от угла рассеяния может быть теоретически вычислена, что практического применения в рентгеноструктурном анализе не имеет, т.к. причин возникновения фона несколько и общее его значение не поддается легкому расчету.
Рассмотренные нами процессы фотоэлектронного поглощения, когерентного и некогерентного рассеяния определяют, в основном ослабление рентгеновских лучей. Кроме них возможны и другие процессы, например, образование электронно-позитронных пар в результате взаимодействия рентгеновских лучей с ядрами атомов. Под воздействием первичных фотоэлектронов с большой кинетической энергией, а также первичной рентгеновской флюоресценции, возможно возникновение вторичного, третичного и т.д. характеристического излучения и соответствующих фотоэлектронов, но уже с меньшими энергиями. Наконец, часть фотоэлектронов (а частично и электронов отдачи) может преодолевать потенциальный барьер у поверхности вещества и вылетать за его пределы, т.е. может иметь место внешний фотоэффект.
Все отмеченные явления, однако, значительно меньше влияют на величину коэффициента ослабления рентгеновских лучей. Для рентгеновских лучей с длинами волн от десятых долей до единиц ангстрем, используемых обычно в структурном анализе, всеми этими побочными явлениями можно пренебречь и считать, что ослабление первичного рентгеновского пучка происходит с одной стороны за счет рассеяния и с другой – в результате процессов поглощения. Тогда коэффициент ослабления можно представить в виде суммы двух коэффициентов.
m/r = s/r + t/r , (2.17)
где s/r - массовый коэффициент рассеяния, учитывающий потери энергии за счет когерентного и некогерентного рассеяния; t/r - массовый коэффициент поглощения, учитывающий главным образом потери энергии за счет фотоэлектрического поглощения и возбуждения характеристических лучей.
Вклад поглощения и рассеяния в ослабление рентгеновского пучка неравнозначен. Для рентгеновских лучей, используемых в структурном анализе, некогерентным рассеянием можно пренебречь. Если учесть при этом, что величина когерентного рассеяния также невелика и примерно постоянна для всех элементов, то можно считать, что
m/r » t/r , (2.18)
т.е. что ослабление рентгеновского пучка определяется в основном поглощением. В связи с этим для массового коэффициента ослабления будут справедливы закономерности, рассмотренные нами выше для массового коэффициента поглощения при фотоэффекте.
Выбор излучения . Характер зависимости коэффициента поглощения (ослабления) от длины волны определяет в известной мере выбор излучения при структурных исследованиях. Сильное поглощение в кристалле значительно уменьшает интенсивность дифракционных пятен на рентгенограмме. Кроме того, возникающая при сильном поглощении флюоресценция засвечивает пленку. Поэтому работать при длинах волн, несколько меньших границы поглощения исследуемого вещества, невыгодно. Это можно легко понять из схемы рис. 2.6.
1. Если излучать будет анод, состоящий из тех же атомов, как и исследуемое вещество, то мы получим, что граница поглощения, например
Рис.2.6. Изменение интенсивности рентгеновского излучения при прохождении через вещество.
K-край поглощения кристалла (рис.2.6, кривая 1), будет несколько сдвинут относительно его характеристического излучения в коротковолновую область спектра. Этот сдвиг - порядка 0,01 - 0,02 Å относительно линий края линейчатого спектра. Он всегда имеет место в спектральном положении излучения и поглощения одного и того же элемента. Поскольку скачок поглощения соответствует энергии, которую надо затратить, чтобы удалить электрон с уровня за пределы атома, самая жесткая линия K-серии соответствует переходу на K-уровень с наиболее далекого уровня атома. Понятно, что энергия E, необходимая для вырывания электрона за пределы атома, всегда несколько больше той, которая освобождается при переходе электрона с наиболее удаленного уровня на тот же K-уровень. Из рис. 2.6 (кривая 1) следует, что, если анод и исследуемый кристалл - одно вещество, то наиболее интенсивное характеристическое излучение, особенно линии K a и K b , лежит в области слабого поглощения кристалла по отношению к границе поглощения. Поэтому поглощение такого излучения кристаллом мало, а флюоресценция слаба.
2. Если мы возьмем анод, атомный номер которого Z на 1 больше исследуемого кристалла, то излучение этого анода, согласно закону Мозли, несколько сместится в коротковолновую область и расположится относительно границы поглощения того же исследуемого вещества так, как это показано на рис. 2.6, кривая 2. Здесь поглощается K b - линия, за счет чего появляется флюоресценция, которая может мешать при съемке.
3. Если разница в атомных номерах составляет 2-3 единицы Z , то спектр излучения такого анода еще дальше сместится в коротковолновую область (рис. 2.6, кривая 3). Этот случай еще более невыгоден, так как, во-первых, рентгеновские излучения сильно ослаблено и, во-вторых, сильная флюоресценция засвечивает пленку при съемке.
Наиболее подходящим, таким образом, является анод, характеристическое излучение которого лежит в области слабого поглощения исследуемым образцом.
Фильтры . Рассмотренный нами эффект селективного поглощения широко используется для ослабления коротковолновой части спектра. Для этого на пути лучей ставится фольга толщиной несколько сотых мм. Фольга изготовлена из вещества, у которого порядковый номер на 1-2 единицы меньше, чем Z анода. В этом случае согласнорис.2.6 (кривая 2) край полосы поглощения фольги лежит между K a - и K b - линиями излучения и K b - линия, а также сплошной спектр, окажутся сильно ослабленными. Ослабление K b по сравнению с K a - излучением порядка 600. Таким образом, мы отфильтровали b-излучение от a-излучения, которое почти не изменяется по интенсивности. Фильтром может служить фольга, изготовленная из материала, порядковый номер которого на 1-2 единицы меньше Z анода. Например, при работе на молибденовом излучении (Z = 42), фильтром могут служить цирконий (Z = 40) и ниобий (Z = 41). В ряду Mn (Z = 25), Fe (Z = 26), Co (Z = 27) каждый из предшествующих элементов может служить фильтром для последующего.
Понятно, что фильтр должен быть расположен вне камеры, в которой производится съемка кристалла, чтобы не было засветки пленки лучами флюоресценции.
Похожая информация.
Рентгеновские спектры бывают двух видов: сплошные и линейчатые. Сплошные спектры возникают при торможении быстрых электронов в веществе антикатода и являются обычным тормозным излучением электронов. Строение сплошного спектра не зависит от материала антикатода. Линейчатый спектр состоит из отдельных линий излучения. Он зависит от материала антикатода и полностью характеризуется им. Каждый элемент обладает своим, характерным для него линейчатым спектром. Поэтому линейчатые рентгеновские спектры называют также характеристическими.
Схему возникновения характеристического рентгеновского излучения можно изобразить следующим образом.
Между рентгеновскими линейными спектрами и оптическими линейчатыми спектрами существует три коренных различия. Во-первых, частота рентгеновского излучения в тысячи раз больше, чем частота оптического излучения. Это означает, что энергия рентгеновского кванта в тысячи раз больше оптического кванта. Во-вторых, рентгеновские спектры различных элементов имеют одинаковую структуру, в то время как структура оптических спектров различных элементов существенно различается. В-третьих, оптические спектры поглощения состоят из отдельных линий, совпадающих с линиями излучения главной серии соответствующего элемента. Рентгеновские спектры поглощения не похожи на рентгеновские спектры испускания: они состоят из нескольких полос с резким длинноволновым краем.
 |
Все эти особенности рентгеновских спектров объясняются механизмом испускания, который находится в полном согласии со строением электронных оболочек. Электрон, падающий на материал антикатода, сталкиваясь с атомами антикатода, может выбить электрон с одной из внутренних оболочек атома. В результате этого получается атом, у которого отсутствует электрон на одной из внутренних оболочек. Следовательно, электроны более внешних оболочек могут переходить на освободившееся место. В результате этого испускается квант, который и является квантом рентгеновского излучения.
электронами и возмущения со стороны других электронов. При переходе электрона на освободившееся место на внутренней оболочке с внешней оболочки излучается квант, частота которого
Поскольку Z для тяжелых атомов велико, энергия термов также велика по сравнению с энергией оптических термов. Следовательно, и частоты излучения велики по сравнению с оптическими частотами. Этим объясняется большая энергия рентгеновских квантов.
Поскольку внутренние оболочки атомов имеют одинаковое строение, все тяжелые атомы должны иметь одинаково построенные рентгеновские спектры, лишь у более тяжелых атомов спектр смещается в сторону больших частот.
Это полностью подтверждается экспериментом и доказывает, что внутренние оболочки атомов имеют одинаковое строение, как это и предполагалось при объяснении периодической системы элементов.
В 1913 г. Английский физик Мозли установил закон, связывающий длины волн линий рентгеновского спектра с атомным номером элемента Z. Согласно этому закону:
Здесь R– постоянная Ридберга (R=1,1×10 7 1/м), n– номер энергетического уровня, на который перешел электрон, k– номер энергетического уровня, с которого перешел электрон.
Постоянная sназывается постоянной экранирования. Электроны, совершающие переходы при испускании рентгеновского излучения, находятся под воздействием ядра, притяжение которого несколько ослаблено действием остальных окружающих его электронов. Это экранирующее действие и находит свое выражение в необходимости вычесть из z некоторую величину.
Закон Мозли позволяет определить заряд ядра, зная длину волны линий, характеристического рентгеновского излучения. Именно исследования характеристического рентгеновского излучения позволили расставить окончательно элементы в таблице Менделеева.
Закон Мозли показывает, что корни квадратные из рентгеновских термов зависят линейно от зарядового числа Z элементов.
Если электрон выбит из К-оболочки (n =1), то при переходе на освободившееся место электронов с других оболочек излучается рентгеновская К-серия. При переходе электронов на освободившееся место в L-оболочке (n =2) излучается L-серия и т.д. Таким образом, экспериментально наблюдаемая одинаковость структуры рентгеновских спектров и закон Мозли подтверждают представления, употребляемые при интерпретации периодической системы элементов.
Особенность рентгеновских спектров поглощения также объясняется фактом связи испускания рентгеновского излучения с внутренними оболочками атома. В результате поглощения рентгеновского кванта атомом может произойти вырывание электрона с одной из внутренних оболочек атома, т.е. процесс фотоионизации. Каждая из полос поглощения соответствует вырыванию электрона из соответствующей оболочки атома. Полоса К (рис.9.6.) образуется в результате выбивания электрона из самой внутренней оболочки атома – К-оболочки, полоса L – из второй оболочки и т.д. Резкий длинноволновой край каждой полосы соответствует началу процесса фотоионизации, т.е. вырыванию электрона из соответствующей оболочки без сообщения ему дополнительной кинетической энергии. Длинноволновая часть полосы поглощения соответствует актам фотоионизации с сообщением электрону избыточной кинетической энергии. Структуры рентгеновских спектров поглощения тяжелых элементов аналогичны друг другу и подтверждают одинаковость строения внутренних оболочек атомов тяжелых элементов. На рис.9.7. видно, что каждая из полос поглощения имеет тонкую структуру: в К-полосе есть один максимум, в L-полосе – три максимума, в М-полосе – пять максимумов. Это объясняется тонкой структурой рентгеновских термов.
Если электрон наталкивается на относительно тяжелое ядро, то он тормозится, а его кинетическая энергия выделяется в виде рентгеновского фотона примерно той же энергии. Если же он пролетит мимо ядра, то потеряет лишь часть своей энергии, а остальную будет передавать попадающимся на его пути другим атомам. Каждый акт потери энергии ведет к излучению фотона с какой-то энергией. Возникает непрерывный рентгеновский спектр, верхняя граница которого соответствует энергии самого быстрого электрона. Таков механизм образования непрерывного спектра, а максимальная энергия (или минимальная длина волны), фиксирующая границу непрерывного спектра, пропорциональна ускоряющему напряжению, которым определяется скорость налетающих электронов. Спектральные линии характеризуют материал бомбардируемой мишени, а непрерывный спектр определяется энергией электронного пучка и практически не зависит от материала мишени.
Рентгеновское излучение можно получать не только электронной бомбардировкой, но и облучением мишени рентгеновским же излучением от другого источника. В этом случае, однако, большая часть энергии падающего пучка переходит в характеристический рентгеновский спектр и очень малая ее доля приходится на непрерывный. Очевидно, что пучок падающего рентгеновского излучения должен содержать фотоны, энергия которых достаточна для возбуждения характеристических линий бомбардируемого элемента. Высокий процент энергии, приходящейся на характеристический спектр, делает такой способ возбуждения рентгеновского излучения удобным для научных исследований.
Рентгеновские трубки. Чтобы получать рентгеновское излучение за счет взаимодействия электронов с веществом, нужно иметь источник электронов, средства их ускорения до больших скоростей и мишень, способную выдерживать электронную бомбардировку и давать рентгеновское излучение нужной интенсивности. Устройство, в котором все это есть, называется рентгеновской трубкой. Ранние исследователи пользовались «глубоко вакуумированными» трубками типа современных газоразрядных. Вакуум в них был не очень высоким.
В газоразрядных трубках содержится небольшое количество газа, и когда на электроды трубки подается большая разность потенциалов, атомы газа превращаются в положительные и отрицательные ионы. Положительные движутся к отрицательному электроду (катоду) и, падая на него, выбивают из него электроны, а они, в свою очередь, движутся к положительному электроду (аноду) и, бомбардируя его, создают поток рентгеновских фотонов.
В современной рентгеновской трубке, разработанной Кулиджем, источником электронов является вольфрамовый катод, нагреваемый до высокой температуры. Электроны ускоряются до больших скоростей высокой разностью потенциалов между анодом (или антикатодом) и катодом. Поскольку электроны должны достичь анода без столкновений с атомами, необходим очень высокий вакуум, для чего нужно хорошо откачать трубку. Этим также снижаются вероятность ионизации оставшихся атомов газа и обусловленные ею побочные токи.
Электроны фокусируются на аноде с помощью электрода особой формы, окружающего катод. Этот электрод называется фокусирующим и вместе с катодом образует «электронный прожектор» трубки. Подвергаемый электронной бомбардировке анод должен быть изготовлен из тугоплавкого материала, поскольку большая часть кинетической энергии бомбардирующих электронов превращается в тепло. Кроме того, желательно, чтобы анод был из материала с большим атомным номером, т.к. выход рентгеновского излучения растет с увеличением атомного номера. В качестве материала анода чаще всего выбирается вольфрам, атомный номер которого равен 74.
Конструкция рентгеновских трубок может быть разной в зависимости от условий применения и предъявляемых требований.
Принципы дифракции рентгеновского излучения. Чтобы понять явление дифракции рентгеновского излучения, нужно рассмотреть по порядку: во-первых, спектр рентгеновского излучения, во-вторых, природу кристаллической структуры и, в-третьих, само явление дифракции.
Как уже говорилось выше, характеристическое рентгеновское излучение состоит из серий спектральных линий высокой степени монохроматичности, определяемых материалом анода. С помощью фильтров можно выделить наиболее интенсивные из них. Поэтому, выбрав соответствующим образом материал анода, можно получить источник почти монохроматического излучения с очень точно определенным значением длины волны. Длины волн характеристического излучения обычно лежат в диапазоне от 2,285 для хрома до 0,558 для серебра (значения для различных элементов известны с точностью до шести значащих цифр). Характеристический спектр накладывается на непрерывный «белый» спектр значительно меньшей интенсивности, обусловленный торможением в аноде падающих электронов. Таким образом, от каждого анода можно получить два типа излучения: характеристическое и тормозное, каждое из которых играет по-своему важную роль.
Атомы в кристаллической структуре располагаются с правильной периодичностью, образуя последовательность одинаковых ячеек – пространственную решетку. Некоторые решетки (например, для большинства обычных металлов) довольно просты, а другие (например, для молекул белков) весьма сложны.
Для кристаллической структуры характерно следующее: если от некоторой заданной точки одной ячейки сместиться к соответствующей точке соседней ячейки, то обнаружится точно такое же атомное окружение. И если некоторый атом расположен в той или иной точке одной ячейки, то в эквивалентной ей точке любой соседней ячейки будет находиться такой же атом. Этот принцип строго справедлив для совершенного, идеально упорядоченного кристалла. Однако многие кристаллы (например, металлические твердые растворы) являются в той или иной степени неупорядоченными, т.е. кристаллографически эквивалентные места могут быть заняты разными атомами. В этих случаях определяется не положение каждого атома, а лишь положение атома, «статистически усредненного» по большому количеству частиц (или ячеек).
Дифракция рентгеновского излучения – это коллективное явление рассеяния, при котором роль отверстий и центров рассеяния играют периодически расположенные атомы кристаллической структуры. Взаимное усиление их изображений при определенных углах дает дифракционную картину, аналогичную той, которая возникла бы при дифракции света на трехмерной дифракционной решетке.
Рассеяние происходит благодаря взаимодействию падающего рентгеновского излучения с электронами в кристалле. Вследствие того, что длина волны рентгеновского излучения того же порядка, что и размеры атома, длина волны рассеянного рентгеновского излучения та же, что и падающего. Этот процесс является результатом вынужденных колебаний электронов под действием падающего рентгеновского излучения.
Рассмотрим теперь атом с облаком связанных электронов (окружающих ядро), на который падает рентгеновское излучение. Электроны во всех направлениях одновременно рассеивают падающее и испускают собственное рентгеновское излучение той же длины волны, хотя и разной интенсивности. Интенсивность рассеянного излучения связана с атомным номером элемента, т.к. атомный номер равен числу орбитальных электронов, которые могут участвовать в рассеянии. (Эта зависимость интенсивности от атомного номера рассеивающего элемента и от направления, в котором измеряется интенсивность, характеризуется атомным фактором рассеяния, который играет чрезвычайно важную роль в анализе структуры кристаллов.)
Выберем в кристаллической структуре линейную цепочку атомов, расположенных на одинаковом расстоянии друг от друга, и рассмотрим их дифракционную картину. Уже отмечалось, что рентгеновский спектр складывается из непрерывной части («континуума») и набора более интенсивных линий, характеристических для того элемента, который является материалом анода. Допустим, мы отфильтровали непрерывный спектр и получили почти монохроматический пучок рентгеновского излучения, направленный на нашу линейную цепочку атомов. Условие усиления (усиливающей интерференции) выполняется, если разность хода волн, рассеянных соседними атомами, кратна длины волны. Если пучок падает под углом a 0 к линии атомов, разделенных интервалами a (период), то для угла дифракции a разность хода, соответствующая усилению, запишется в виде
a (cos a – cosa 0) = hl ,
где l – длина волны, а h – целое число.
Чтобы распространить этот подход на трехмерный кристалл, необходимо лишь выбрать ряды атомов по двум другим направлениям в кристалле и решить совместно полученные таким образом три уравнения для трех кристаллических осей с периодами a , b и c . Два других уравнения имеют вид
Это – три фундаментальных уравнения Лауэ для дифракции рентгеновского излучения, причем числа h , k и c – индексы Миллера для плоскости дифракции. Рассматривая любое из уравнений Лауэ, например первое, можно заметить, что, поскольку a , a 0, l – константы, а h = 0, 1, 2, ..., его решение можно представить в виде набора конусов с общей осью a (рис. 5). То же самое верно для направлений b и c .
В общем случае трехмерного рассеяния (дифракция) три уравнения Лауэ должны иметь общее решение, т.е. три дифракционных конуса, расположенных на каждой из осей, должны пересекаться; общая линия пересечения показана на рис. 6. Совместное решение уравнений приводит к закону Брэгга – Вульфа:
l = 2(d /n )sinq ,
где d – расстояние между плоскостями с индексами h , k и c (период), n = 1, 2, ... – целые числа (порядок дифракции), а q – угол, образуемый падающим пучком (а также и дифрагирующим) с плоскостью кристалла, в которой происходит дифракция.
Анализируя уравнение закона Брэгга – Вульфа для монокристалла, расположенного на пути монохроматического пучка рентгеновского излучения, можно заключить, что дифракцию непросто наблюдать, т.к. величины l и q фиксированы, а sinq < 1. При таких условиях, чтобы имела место дифракция для рентгеновского излучения с длиной волны l , плоскость кристалла с периодом d должна быть повернута на правильный угол q . Для того чтобы реализовать это маловероятное событие, применяются различные методики.
В предыдущем разделе мы остановились на фотоэлектронном поглощении. Это один из трех процессов, приводящих к ослаблению пучка высокоэнергетичных фотонов, проникающих в твердое тело: рождение фотоэлектронов, комптоновское рассеяние и рождение пар. При эффекте Комптона рентгеновское излучение рассеивается электронами поглощающего материала. Это приводит к существованию помимо первоначального излучения с длиной волны X компоненты с увеличенной длиной волны (меньшей энергией). Эта задача обычно решается как столкновение фотона с импульсом с покоящимся электроном с энергией покоя . После рассеяния на угол в длина волны фотона сдвинется в сторону больших длин волн на величину , где принято называть комптоновской длиной волны электрона.
Если энергия фотона превышает , фотон может поглотиться с образованием электрон-позитронной пары. Этот процесс называется рождением пары. Каждый из этих трех процессов, фотоэлектронное рассеяние, комптоновское рассеяние и образование пар, преобладает в определенной области энергий фотонов, как показано на рис. 8.3. В случае рентгеновского и низкоэнергетического гамма-излучений главный вклад в поглощение излучения в веществе дает фотоэлектронный эффект. Атомным процессам в материаловедении соответствует именно этот энергетический интервал.
Интенсивность I рентгеновского излучения, прошедшего через тонкую пленку вещества, подчиняется экспоненциальному закону убывания от начального значения :
где р - плотность твердого тела (в г/см3), - линейный коэффициент поглощения, - массовый коэффициент поглощения, измеряемый в .
Рис. 8.3. Относительный вклад трех важнейших типов взаимодействия в поглощение фотонов. Линиями показаны величины Z и , для которых соседние эффекты равны. I - преобладание фотоэффекта; II - преобладание комптоновского рассеяния; III - преобладание рождения пар.
Рис. 8.4. Зависимость массового коэффициента поглощения от .
Зависимость массового коэффициента поглощения в от длины волны рентгеновского излучения показана на рис. 8.4. Сильная зависимость коэффициента поглощения следует из энергетической зависимости для сечения фотоэффекта. Вблизи -края поглощения фотоны выбивают электроны из -оболочки. Для длин волн, больших, чем -край, преобладает поглощение за счет фотоэлектронного процесса на -оболочках; при более коротких длинах волн, когда преобладает фотоэлектронное поглощение на -оболочках.
Как рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия (обсуждаемая в гл. 9), так и рентгеновское поглощение определяются фотоэлектрическим эффектом. Экспериментальные схемы этих методик приведены на рис. 8.5 (рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия проиллюстрирована на левой половине рисунка, рентгеновское поглощение - на правой). В рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии связанный электрон, например -оболочки, показанный на рис. 8.5, переводится в свободное состояние. Поскольку кинетическая энергия фотоэлектрона является вполне определенной, в спектре фотоэлектронов возникают острые фотопики. Когда связанный электрон переводится на первый незанятый уровень, переход на который разрешен правилами отбора, в спектрах рентгеновского поглощения наблюдаются полосы поглощения. В металлических образцах такой незанятый уровень расположен на уровне Ферми или непосредственно над ним. При измерениях рентгеновского поглощения исследуется зависимость поглощения, тогда как в случае рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии образец облучают фотонами постоянной энергии, измеряя кинетическую энергию электронов.
Массовый коэффициент поглощения для электронов на заданных оболочках или подоболочках может быть рассчитан через поперечное сечение а фотоэффекта:
(см. скан)
Рис. 8.5. Сопоставление рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (I) и рентгеновского поглощения (II) . I - рентгеновская трубка; 2 - образец; 3 - детектор.
где р - плотность; N - концентрация атомов; - число электронов в оболочке. Например, для излучения , падающего на никель, в котором энергия связи -оболочки равна 8,33 кэВ, величина сечения фотоэффекта на один -электрон равна
Плотность атомов в равна при удельной плотности . Массовый коэффициент поглощения на -оболочке равен
В этих расчетах вклад -оболочек не учитывался. При энергиях фотонов, превышающих энергию связи К-оболочки, сечение фотоэффекта для -оболочек имеет величину по крайней мере на порядок меньшую, чем для -оболочки; это является основной причиной резкого возрастания поглощения при переходе К-края поглощения. Из-за сильной зависимости сечения фотоэффекта от энергии связи в рассматриваемом здесь случае линии оно на множитель меньше для электронов -оболочки, чем для -оболочки, если предположить, что средняя энергия связи и -оболочек равна
Рассчитанная величина превышает измеренную 47,24 (приложение ). Слабым местом расчетов массового коэффициента поглощения, выполненных выше, являлось то, что энергия Е излучения всего в 2 раза превышает энергию связи -оболочки тогда как при выводе выражения (8.37) предполагалось . В случае излучения энергия фотона примерно в 10 раз превышает энергию связи -оболочки, и рассчитанное сечение фотоэффекта приводит к величине поглощения близкой к табличному значению .
Измеренные величины массового коэффициента поглощения для излучения различных материалов даны в приложении и показаны на рис. 8.6 для . Коэффициент поглощения для заданного элемента может меняться на 2 порядка по величине в зависимости от длины волны падающего излучения. Сильная зависимость коэффициента поглощения от энергии фотона показана на рис. 8.6, б.
