Niektoré účinky interakcie röntgenových lúčov s hmotou

Ako bolo uvedené vyššie, röntgenové lúče sú schopné excitovať atómy a molekuly hmoty. To môže spôsobiť fluorescenciu určitých látok (napr. síran zinočnatý). Ak je paralelný lúč röntgenových lúčov nasmerovaný na nepriehľadné objekty, potom je možné pozorovať prechod lúčov cez objekt umiestnením obrazovky potiahnutej fluorescenčnou látkou.

Fluorescenčnú obrazovku je možné nahradiť fotografickým filmom. Röntgenové lúče majú na fotografickú emulziu rovnaký účinok ako svetlo. Obe metódy sa používajú v praktickej medicíne.

Ďalším dôležitým účinkom röntgenového žiarenia je jeho ionizačná schopnosť. Závisí to od ich vlnovej dĺžky a energie. Tento efekt poskytuje metódu na meranie intenzity röntgenového žiarenia. Pri prechode röntgenového žiarenia cez ionizačnú komoru vzniká elektrický prúd, ktorého veľkosť je úmerná intenzite röntgenového žiarenia.

Pri prechode röntgenového žiarenia hmotou ich energia klesá v dôsledku absorpcie a rozptylu. Útlm intenzity paralelného zväzku röntgenových lúčov prechádzajúceho látkou je určený Bouguerovho zákona: , kde ja 0- počiatočná intenzita röntgenového žiarenia; ja je intenzita röntgenového žiarenia prechádzajúceho vrstvou hmoty, d- hrúbka absorbujúcej vrstvy , - koeficient lineárneho útlmu. Rovná sa súčtu dvoch veličín: t- lineárny koeficient absorpcie a s- koeficient lineárneho rozptylu: m = t+s

V experimentoch sa zistilo, že lineárny absorpčný koeficient závisí od atómového čísla látky a vlnovej dĺžky röntgenového žiarenia:

Kde je koeficient priamej úmernosti, je hustota látky, Z- atómové číslo prvku, - vlnová dĺžka rtg.

Závislosť na Z je z praktického hľadiska veľmi dôležitá. Napríklad absorpčný koeficient kostí, ktoré sú zložené z fosforečnanu vápenatého, je takmer 150-krát vyšší ako absorpčný koeficient mäkkých tkanív ( Z=20 pre vápnik a Z= 15 pre fosfor). Keď röntgenové lúče prechádzajú ľudským telom, kosti zreteľne vystupujú na pozadí svalov, spojivového tkaniva atď.

Je známe, že tráviace orgány majú rovnaký absorpčný koeficient ako ostatné mäkké tkanivá. Ale tieň pažeráka, žalúdka a čriev sa dá rozlíšiť, ak pacient požije kontrastnú látku - síran bárnatý ( Z= 56 pre bárium). Síran bárnatý je veľmi nepriepustný pre röntgenové lúče a často sa používa na röntgenové vyšetrenia gastrointestinálneho traktu. Určité nepriehľadné zmesi sa vstrekujú do krvného obehu, aby sa vyšetril stav krvných ciev, obličiek a podobne. V tomto prípade sa ako kontrastná látka používa jód, ktorého atómové číslo je 53.

Závislosť absorpcie rtg Z používa sa aj na ochranu pred možnými škodlivými účinkami röntgenového žiarenia. Na tento účel sa používa olovo, hodnota Z za čo je 82.

Strana 1

Prednáška 10

Interakcia röntgenového žiarenia s pevným telesom (fotoelektrický jav, Comptonov jav). Prierez fotoelektrického javu a jeho vzťah k lineárnemu absorpčnému koeficientu röntgenového žiarenia. Výpočet hmotnostného absorpčného koeficientu pre polyatomické vzorky.

Užitočný vzťah pri prechode od fotónovej energie k vlnovej dĺžke

Súčin energie a vlnovej dĺžky = hc= 12,4 keVÅ

(10.1)
Keď fotónový lúč prechádza pevným telesom, sú možné nasledujúce procesy, ktoré vedú k oslabeniu intenzity lúča:

• 
  vznik fotoelektrónov v dôsledku fotoelektrického efektu;
• 
  Comptonov rozptyl;
• 
  tvorba elektrón-pozitrónových párov.

Posledný z týchto procesov, ktorý spočíva v absorpcii fotónu s vytvorením elektrón-pozitrónového páru, môže nastať len vtedy, ak je energia fotónu  2 m e c 2 = 1,02 MeV. V metódach elementárnej a štruktúrnej analýzy sa fotóny s takýmito energiami nepoužívajú, takže tento proces nebude braný do úvahy.

Comptonov rozptyl v zásade nevedie k absorpcii fotónu, ale k zmene smeru jeho pohybu (rozptyl o uhol ) pri súčasnom zvýšení jeho vlnovej dĺžky o  = ( h/m e c)(1 – cos), kde h/m e c = 0,0243 Å - Comptonova vlnová dĺžka elektrónu. Energie fotónov používaných v analytických metódach zvyčajne nepresahujú 10 keV, čo zodpovedá vlnovej dĺžke  = 1,24 Å. Preto aj pre maximálny uhol rozptylu  = 90 o relatívna zmena vlnovej dĺžky v dôsledku Comptonovho rozptylu /  210 -2 . Okrem toho pri uvedených energiách je pravdepodobnosť Comptonovho rozptylového procesu oveľa nižšia ako pravdepodobnosť produkcie fotoelektrónu. Prevládajúci príspevok k zoslabeniu fotónového lúča (röntgenové kvantá) je teda tvorený fotoelektrickým javom.

Pripomeňme si, že vo fotoelektrickom efekte je röntgenové kvantum s energiou ħ  vysiela všetky energie na atómový elektrón, v dôsledku čoho tento vyletí z atómu s energiou

E e = ħ  – E st,

(10.2)
Kde E sv je väzbová energia elektrónu v atóme.

Aby došlo k fotoelektrickému javu, podmienka ħ   E sv, preto pri fixnej ​​kvantovej energii môže fotoelektrický efekt prebiehať na niektorých škrupinách (pod škrupinách) a na iných chýbať.

V súlade s výrazom (10.2), keď je vzorka ožiarená röntgenovými kvantami pevnej energie (monochromatické röntgenové žiarenie), zo vzorky vyletia fotoelektróny s rôznymi energiami, ktoré zodpovedajú rôznym väzbovým energiám. Po meraní E e a vediac ħ , je možné definovať E sv a zistite, ktorý atóm emitoval fotoelektrón. Táto možnosť je základom analytickej metódy nazývanej röntgenová fotoelektrónová spektroskopia.

Kvantovo-mechanický výpočet dáva nasledujúci výraz pre závislosť prierezu fotoelektrického javu na obale (podplášťe) od väzbovej energie E St.

Pretože e 2 ħ /m e c= 5,5610 -2 keVÅ 2, potom spojením všetkých konštánt získame nasledujúci výraz

Å 2 ak ħ  v keV.

(10.3)
Ak zadáte ħ  0 = hc/ 0 = E sv, potom získame závislosť prierezu fotoelektrického javu od vlnovej dĺžky röntgenového žiarenia v tvare

 0 nazývaná vlnová dĺžka absorpčnej hrany(Ak TO- škrupina teda TO- absorpčná hrana, ak L 1, potom L 1 - absorpčná hrana).

A
Z uvedených výrazov vyplýva, že keď ħ   E sv (   0) má prierez fotoelektrického javu tendenciu k nekonečnu. V skutočnosti dochádza k prudkému nárastu hodnoty  ph na určitú hodnotu, po ktorej sa prierez fotoelektrického javu na danom obale (podplášťe) rovná nule ( ħ   E sv.). V tomto prípade sa samozrejme prierez fotoelektrického javu na škrupine s nižšou väzbovou energiou nerovná nule. Na obr. 10.1a je znázornená závislosť prierezu fotoelektrického javu od energie fotónu a na obr. 10.1b - na vlnovej dĺžke blízko absorpčnej hrany.

Celkový prierez fotoelektrického javu v atóme  ph je súčtom prierezov fotoelektrického javu na každom z sškrupiny/podškrupiny , ktoré závisia od ћ  a E sv daného shellu/subshell.

Ak je prierez fotoelektrického javu röntgenového kvanta s energiou ћ  na obale/podškrupine v jednoatomárnej vzorke s atómovou koncentráciou n 0 sa rovná , potom stredná voľná dráha kvanta pred jeho absorpciou s uvoľnením fotoelektrónu s sškrupiny/podškrupiny

, (10.5)

Kde n s je počet elektrónov na s shell/subshell.

Nech je vo vnútri vzorky intenzita toku röntgenových kvánt rovná ja pred vstupom do hrúbky vrstvy dx, potom je podiel absorbovaného lúča v dôsledku fotoelektrického javu v tejto vrstve

,

kde  s = n 0 n s .

Z tejto diferenciálnej rovnice vyplýva, že intenzita toku röntgenových kvánt po prechode cez vzorku s hrúbkoul vo vzťahu k prietoku na vstupe vzorkyja 0 nasledujúci pomer:

,

Kde
–lineárny absorpčný koeficient. Merná jednotka  - cm -1.

Niekedy sa tento výraz používa dĺžka útlmu je vzdialenosť pozdĺž normály k povrchu vzorky, pri ktorej intenzita röntgenového žiarenia klesá e raz. Dĺžka útlmu sa zvyčajne meria v µm.

Aktuálne modely výpočtov najmä v oblasti kvantovej energie ћ  blízko E s, nesúhlasia dobre s experimentálnymi údajmi, preto je v praxi vhodnejšie použiť experimentálne stanovené hodnoty koeficientu lineárnej absorpcie röntgenových fotónov rôznych energií v monoatomárnych materiáloch, ktoré sú určené zmenou v intenzita toku fotónov röntgenového žiarenia po prechode cez vzorku známej hrúbky.

Referenčné knihy zvyčajne uvádzajú hodnoty koeficient absorpcie hmoty /  , kde  je hustota absorbéra, jednotka merania / je cm 2 /g. Použitie hmotnostného absorpčného koeficientu je spôsobené predovšetkým skutočnosťou, že na určenie lineárneho absorpčného koeficientu je potrebné zmerať hrúbku tenkého (rádovo mikrónového) absorbéra s vysokou presnosťou; hotovo s oveľa väčšou presnosťou. Pri známej hustote absorbéra  je zrejmé, že  = (/).

Po druhé, použitie koeficientu absorpcie hmotnosti umožňuje vypočítať / pre zlúčeninu pozostávajúcu z rôznych prvkov zo známych hodnôt (/) i každý z prvkov, ktoré tvoria zlúčeninu. Toto sa vykonáva nasledujúcim spôsobom.

Nechaj
je celkový prierez (cez všetky obaly a podobaly) fotoelektrického javu na atóm i komponent spojenia. Potom možno lineárny absorpčný koeficient v zlúčenine zapísať ako

,

Kde n i A M i– atómová koncentrácia a atómová hmotnosť i- zložka v zlúčenine, n 0 i je atómová koncentrácia monoprvkovej vzorky pozostávajúcej iba z i-tá zložka, m 0 - jednotka atómovej hmotnosti (1,6610 -24 g). Súčin v zátvorkách sa rovná koeficientu lineárnej absorpcie i- komponent; súčin v menovateli je hustota i-tú zložku, takže lineárny absorpčný koeficient môže byť reprezentovaný ako

.

Hustota spojenia môže byť reprezentovaná ako
a koeficient absorpcie hmoty sa zapíše ako

,

kde  je atómová hustota zlúčeniny.

Ak je známe stechiometrické zloženie zlúčeniny, potom relatívne koncentrácie každej z nich i-tá zložka S i. Pretože S i = n i /n, potom konečne, hmotnostný absorpčný koeficient zlúčeniny vyzerá ako:

.

Niekedy sa koeficient absorpcie hmoty zapisuje ako hmotnostné zlomky R i i komponent spojenia (
).

H a obr. 10.2 je ako príklad znázornená závislosť hmotnostného absorpčného koeficientu v nikle od vlnovej dĺžky röntgenového žiarenia. Silná závislosť / vyplýva z energetickej závislosti prierezu fotoelektrického javu od energie röntgenového kvanta (vlnová dĺžka). Pri vlnových dĺžkach menej TO je absorpčná hrana, definovaná ako hs/(resp. na ћ  > ), kvantá sú absorbované hlavne TOškrupina (
). Pri väčšej vlnovej dĺžke TO– absorpčná hrana, k tomuto procesu dochádza pri L- podplášte, kde sa pre koeficient absorpcie hmoty sledujú aj hrany, resp L 1 , L 2 A L 3 - absorpcia.

Strana 1

Prechod röntgenového žiarenia látkou vzorky je sprevádzaný interakciou žiarenia s touto látkou. Sú známe tri typy tejto interakcie: (Snímka 17)

1. Rozptyl röntgenového žiarenia (bez zmeny a so zmenou vlnovej dĺžky);

2. Fotoelektrický efekt;

3. Vznik elektrón-pozitrónových párov (tento efekt prebieha len pri energiách fotónov väčších ako 1 MeV).

Rozptyl röntgenových lúčov. Látka, ktorá je vystavená röntgenovému žiareniu, vyžaruje sekundárne žiarenie, ktorého vlnová dĺžka sa buď rovná vlnovej dĺžke dopadajúcich lúčov (koherentný rozptyl), alebo sa mierne líši. V prvom prípade striedavé elektromagnetické pole vytvorené lúčom röntgenového žiarenia spôsobuje kmitavý pohyb elektrónov ožarovanej látky a tie sa stávajú zdrojmi koherentného žiarenia. Vďaka koherencii môžu lúče rozptýlené rôznymi atómami interferovať. Vzdialenosti medzi atómovými rovinami v kryštalických látkach sú porovnateľné s vlnovými dĺžkami röntgenového žiarenia. Kryštál teda slúži ako difrakčná mriežka pre takéto koherentné röntgenové lúče.

Comptonov efekt. Pri Comptonovom rozptyle sa dopadajúce kvantá elasticky zrážajú s elektrónmi látky. V dôsledku toho sa časť energie vynakladá na zvýšenie kinetickej energie elektrónu a vlnová dĺžka žiarenia sa zvyšuje. Preto je Comptonov rozptyl nekoherentný a rozptýlené žiarenie nemôže rušiť. Preto sa tým nebudeme zaoberať, najmä preto, že tento rozptyl je nevýznamný pre relatívne mäkké žiarenie používané v štruktúrnej a fázovej analýze.

Fotoelektrický efekt. Tento proces prebieha iba v prípade tvrdého primárneho žiarenia. V tomto prípade môžu röntgenové lúče pri interakcii s atómami hmoty vyraziť elektróny z atómu a ionizovať ho. Pri vysokej kinetickej energii vyvrhnutých elektrónov môžu byť samotné zdrojom necharakteristického röntgenového žiarenia. To znamená, že tento typ žiarenia prispieva iba k nepretržitému (bielemu) žiareniu.

Celková absorpcia röntgenového žiarenia látkou.

Röntgenové lúče pri prechode hmotou spôsobujú ionizáciu atómov, excitáciu fluorescenčného žiarenia v nich a tvorbu Augerových elektrónov. Tieto procesy sú zodpovedné za absorpciu röntgenového žiarenia. Navyše intenzita lúčov prechádzajúcich látkou v smere dopadajúceho lúča klesá v dôsledku jeho rozptylu elektrónmi látky vo všetkých smeroch. Nakoniec, röntgenové kvantá s veľmi vysokou energiou (viac ako 1 MeV), letiace v blízkosti jadier, spôsobujú výskyt elektrón-pozitrónových párov. To všetko znižuje intenzitu prenášaného lúča tým viac, čím je vrstva hmoty hrubšia.

Všeobecný zákon, ktorý kvantitatívne určuje zoslabenie akýchkoľvek homogénnych lúčov v absorbujúcej látke, možno formulovať takto:

"V rovnakých hrúbkach tej istej homogénnej látky sa absorbujú rovnaké podiely energie toho istého žiarenia."

Ak intenzitu lúčov dopadajúcich na látku označíme I 0 a ich intenzitu po prechode doskou absorbujúcej látky I označíme, potom možno tento zákon vyjadriť v nasledujúcom tvare:

Zoberme si tenké homogénne sito, cez ktoré monochromatický lúč s prierezom rovným jednotke stráca energiu dI. Je úmerná hrúbke obrazovky dx a intenzite lúča I 0 . Dostávame to:

dI = - μ I 0 dx

kde: dx je hrúbka vrstvy látky;

Konštantná hodnota μ je prirodzený logaritmus čísla charakterizujúceho pokles intenzity pri prechode lúčov cez vrstvu danej látky jednotkovej hrúbky:

μ \u003d ln (I 0 / I) (pre dx \u003d 1).

Tento koeficient sa nazýva μ - lineárny koeficient absorpcie pre danú látku alebo koeficient lineárneho útlmu lúčov.

Vyriešením tejto rovnice dostaneme:

I \u003d I 0 exp (-μ x)

kde x je hrúbka absorpčnej vrstvy.

Absorpčný koeficient možno považovať za súčet vnútorných koeficientov absorpcie τ a koeficientu rozptylu σ.

μ = τ + σ

Je vhodnejšie použiť hmotnostné absorpčné koeficienty, pretože lineárne absorpčné koeficienty sú úmerné hustote látky vzorky.

μ/ρ = τ/ρ + σ/ρ

V rozsahu vlnových dĺžok, ktorý nás zaujíma, je koeficient rozptylu hmoty oveľa menší ako koeficient vnútornej absorpcie τ/ρ, takže sa približne predpokladá, že:

Ak je známe zloženie látky vzorky, potom je možné pre ňu vypočítať μ/ρ so znalosťou obsahu zložiek v hmotnostných (hmotnostných) percentách.

Uvažované absorpčné koeficienty závisia od atómového čísla látky a od vlnovej dĺžky röntgenového žiarenia. Existujú špeciálne tabuľky. Tieto údaje sú potrebné napríklad na určenie hĺbky prieniku röntgenového žiarenia do testovanej látky pre danú geometriu röntgenového zobrazenia.

Teraz sa pozrime, prečo je to potrebné. Snímka 26 ukazuje röntgenové absorpčné spektrum v nikle (závislosť absorpčného koeficientu μ/ρ od vlnovej dĺžky röntgenového žiarenia). Je vidieť, že pri určitých vlnových dĺžkach dochádza k prudkej zmene hodnoty absorpčného koeficientu.

V intervale medzi skokmi sa absorpčný koeficient zvyšuje so zvyšujúcou sa vlnovou dĺžkou podľa približnej závislosti:

kde: k je koeficient úmernosti a Z je poradové číslo prvku.

Nazývajú sa vlnové dĺžky zodpovedajúce skokom v absorpčnom koeficiente okraje absorpčných pásov. Majú jemnú štruktúru, ktorú nebudeme brať do úvahy.

Ako už bolo spomenuté, absorpcia röntgenového žiarenia je spôsobená najmä vyraďovaním elektrónov z vnútorných alebo vonkajších elektrónových obalov atómov. Ak je energia žiarenia väčšia alebo rovná energii potrebnej na odstránenie elektrónu z daného obalu, potom dochádza v dôsledku tohto procesu k absorpcii. Ak je energia žiarenia menšia, k absorpcii dochádza len na úkor väčšieho počtu vonkajších obalov. Preto sa rozlišujú K-, L-, M- atď. okraje absorpčných pásov.

Koeficient k vo vyššie uvedenej rovnici je približne rovný 7x10-3 pre vlnové dĺžky menšie ako K-hrana absorpčného pásma skúmanej látky. V intervale medzi K- a L- okrajmi absorpčných pásov je to približne 9x10-4. To znamená, že pri prechode cez K-hranu absorpčného pásu sa koeficient absorpcie zmení asi 8-krát. To je to, čo spôsobuje skok v spektre.

Prítomnosť týchto skokov sa berie do úvahy pri výbere žiarenia na snímanie röntgenových fotografií. Sekundárna emisia röntgenového žiarenia z okrajov absorpčných pásov spôsobuje výrazné zvýšenie pozadia na röntgenových obrazcoch, a preto je nežiaduca. Preto sa na streľbu volí žiarenie buď s vlnovou dĺžkou výrazne menšou ako hrana λ, alebo väčšou ako hrana λ. (snímka 28 a a b).

Prítomnosť okrajov absorpčného pásu sa využíva aj na zoslabenie β-žiarenia. Na tento účel sa na dráhu lúča žiarenia série K umiestni tenká doska materiálu s okrajom absorpčného pásu ležiacim medzi čiarami α a β použitého žiarenia. (Snímka 28 d).

Typicky môže byť ako filter použitá fólia prvku so sériovým číslom o jedno menším ako je sériové číslo anódy.

Ale v skutočnosti nie je všetko také jednoduché. Napríklad na zhotovenie röntgenového žiarenia oxidu titaničitého Ti02 možno použiť žiarenie z molybdénovej trubice, pretože vlnová dĺžka röntgenového žiarenia je v tomto prípade 0,709 A, čo je oveľa menej ako okraj absorpčného pásma. titánu (2,50 A). To znamená, že implementujeme situáciu polohy (a) na sklíčku. Použitie tejto trubice na fázovú analýzu žiarenia je však nežiaduce. Vzhľadom na malú vlnovú dĺžku bude rozlíšenie a presnosť určovania medzirovinných vzdialeností nízka. Uprednostňovať by sa malo žiarenie s dlhšou vlnovou dĺžkou. Napríklad z medenej rúrky. Vlnová dĺžka CuK α je 1,54A, tiež kratšia ako okraj titánového absorpčného pásu. Ako filter sa používa niklová fólia. Sériové číslo medi je 29 a niklu 28. Na utlmenie sekundárneho žiarenia titánu je na vrch niklu tiež umiestnená hliníková fólia. Mäkšie titánové žiarenie bude absorbované oveľa silnejšie ako tvrdšie medené žiarenie. To znamená, že proces výberu vlnovej dĺžky a filtračného materiálu nie je príliš jednoduchý.

2. ZDROJE RTG ŽIARENIA

Hlavné metódy získavania röntgenových lúčov pre štrukturálne štúdie sú spojené s použitím prúdu rýchlo letiacich elektrónov. Urýchľovače elektrónov - betatróny a lineárne - sa používajú na výrobu vysokovýkonných krátkovlnných röntgenových lúčov, ktoré sa používajú najmä pri detekcii chýb.

Urýchľovače elektrónov sú však objemné, ťažko nastaviteľné a používajú sa najmä v stacionárnych inštaláciách. Najbežnejším zdrojom röntgenového žiarenia je röntgenová trubica.

Podľa princípu získavania elektrónových lúčov sa röntgenové elektrónky delia na elektrónky s horúcou katódou (voľné elektróny vznikajú ako výsledok termionickej emisie (obr. 3)) a elektrónky so studenou katódou (voľné elektróny vznikajú následkom emisie poľa). Röntgenové trubice oboch typov môžu byť utesnené konštantným vákuom a demontovateľné, evakuované vákuovými pumpami.

Najbežnejšie sú zatavené röntgenové trubice s horúcou katódou. Pozostávajú zo sklenenej banky a dvoch elektród – katódy a anódy (obr. 5). V banke vzniká vysoké vákuum (10-7 - 10-8 mm Hg), ktoré zabezpečuje voľný pohyb elektrónov z katódy na anódu, tepelnú, chemickú a elektrickú izoláciu horúcej katódy.

Katóda röntgenovej trubice pozostáva z vlákna a zaostrovacieho uzáveru. Tvar vlákna a čiapočky je určený daným tvarom ohniska na anóde trubice – guľaté alebo linkované. Vlákno z volfrámovej špirály je ohrievané elektrickým prúdom až na 2000 - 2200 C; na zlepšenie emisných charakteristík sa vlákno často poťahuje zlúčeninami tória.

Rozmery ohniska určujú optické vlastnosti röntgenovej trubice. Ostrosť obrazu počas prenosu, ako aj presnosť röntgenovej difrakčnej analýzy, je tým vyššia, čím menšia je veľkosť ohniska. Röntgenové trubice s malou veľkosťou ohniska sa nazývajú trubice s ostrým ohniskom.

Anóda röntgenovej trubice je medený valec, do ktorého konca je vlisované anódové zrkadlo - platňa z materiálu, v ktorom sa spomaľujú elektróny. V röntgenových trubiciach na prenos je zrkadlo vyrobené z volfrámu, na analýzu röntgenovej difrakcie - z kovu, ktorého charakteristické žiarenie bude použité. Koniec anódy v röntgenových trubiciach na štrukturálnu analýzu je zrezaný pod určitým uhlom k osi anódy (elektrónový lúč). Toto sa robí s cieľom získať lúč opúšťajúci trubicu s maximálnou intenzitou.

Pri dopade elektrónov na anódové zrkadlo sa približne 96 % ich energie premení na teplo, takže anódový valec je chladený prúdiacou vodou alebo olejom.

Anóda je chránená špeciálnym medeným plášťom, ktorý zachytáva elektróny odrazené od anódy a chráni pred nepoužitým röntgenovým žiarením. Toto puzdro má jedno alebo viacero výstupných okienok pre röntgenové žiarenie, do ktorých sú vložené tenké platne berýlia, ktoré prakticky neabsorbuje röntgenové lúče generované v trubici.

Limitný výkon röntgenovej trubice P je určený výkonom elektrického prúdu, ktorý ňou prechádza:

kde U je maximálne napätie aplikované na röntgenovú trubicu; I je maximálny prúd pretekajúci röntgenovou trubicou.

Skutočný výkonový limit závisí od oblasti ohniska (t.j. hustoty výkonu), materiálu anódy a trvania elektrónky. Krátkodobé zaťaženia môžu byť desaťkrát vyššie ako dlhodobé.

Prakticky merateľný prúd cez RTG trubicu sa objaví až vtedy, keď prúd vlákna dosiahne určitú hodnotu, zodpovedajúcu teplote ohrevu vlákna 2000–2100 C (obr. 6a); zvýšenie prúdu vlákna prudko zvyšuje teplotu a počet elektrónov emitovaných vláknom (emisný prúd). Pri konštantnom prúde vlákna a pri nízkych napätiach nedopadajú na anódu všetky emisné elektróny, ale len časť z nich, čím väčšia, tým vyššie je anódové napätie. Pri určitom napätí, ktoré závisí od prúdu vlákna, dopadajú všetky emisné elektróny na anódu (saturačný režim), preto ďalšie zvýšenie anódového napätia nezvyšuje anódový prúd (rovná sa emisnému prúdu). Táto hraničná hodnota anódového prúdu sa nazýva saturačný prúd a je tým vyššia, čím väčší je prúd vlákna (obr. 6b). Röntgenové trubice pracujú v saturačnom režime pri napätiach 3 až 4-krát vyšších ako je menovité napätie, t. j. potrebné na vytvorenie saturačného prúdu. Preto je anódový prúd regulovaný v širokom rozsahu, čím sa mierne mení prúd vlákna.

V označení röntgenových trubíc pre štrukturálnu analýzu sa namiesto anódového napätia uvádza materiál anódového zrkadla, ktorý sa používa ako Cr, Fe, Co, Ni, Cu, Mo, Ag, W a niektoré ďalšie čisté kovy. (Každá má samozrejme svoju vlnovú dĺžku charakteristického žiarenia). Napríklad elektrónka 0,7BSV-2-Co má trvalý výkon 0,7 kW, je bezpečná, určená na štrukturálne analýzy, vodné chladenie, typ 2, kobaltová anóda.

REGISTRÁCIA RTG ŽIARENIA.

Na registráciu RTG žiarenia sa používajú fotografické, luminiscenčné, scintilačné, elektrofotografické a ionizačné metódy.

Historicky prvou a donedávna najpoužívanejšou bola fotografická metóda.

Fotografická metóda záznamu röntgenových lúčov je v súčasnosti široko používaná. Má vysokú citlivosť a dokumentáciu, vyžaduje si však použitie špeciálnych fotografických materiálov a ich prácne spracovanie. Röntgenové filmy majú obojstrannú emulznú vrstvu obsahujúcu podstatne viac bromidu strieborného ako bežné fotografické materiály. Fotografická emulzia pozostáva z drobných (~ 1 µm) kryštálov AgBr s prísadami malého množstva síry, ktorá vytvára štrukturálne defekty. Preto existujú centrá excitácie latentného obrazu. Pri absorpcii röntgenových kvánt s energiou ν = ε h v emulzii, ako aj pri pôsobení viditeľného svetla prebiehajú procesy podľa schémy:

AgBr + hv → Ag + Br.

Nahromadenie 20-100 Ag atómov tvorí stabilný stred latentného obrazu, ktorý je možné vyvolať pôsobením fotoreagenta - vývojky. Kryštály obsahujúce stredy latentného obrazu sú redukované na kovové striebro. Kryštály AgBr, ktoré neobsahujú takéto stredy a nie sú redukované vývojkou, sa z emulzie vymyjú fixačným roztokom. Výsledkom je, že na fólii zostanú iba kovové zrnká striebra. Počet takýchto zŕn určuje hustotu sčernenia fotografickej emulzie, ktorá je úmerná expozícii - súčin intenzity žiarenia a času expozície.

Vyhodnotenie hustoty sčernenia na röntgenových snímkach sa vykonáva vizuálne alebo presnejšie pomocou mikrofotometrov, ktoré umožňujú zaznamenať a vypočítať krivku distribúcie hustoty sčernenia.

Luminiscenčná metóda pozorovania obrazu na svetelnej obrazovke (fluoroskopia) má veľmi vysokú produktivitu a nevyžaduje náklady na fotografické materiály. Táto metóda je založená na luminiscencii pri pôsobení röntgenových lúčov určitých látok a najmä fosforov - látok, ktoré poskytujú vysoký výkon viditeľného žiarenia (fluorescencia).

Najlepší fosfor so žltozelenou žiarou je zmes 50% ZnS + 50% CdS. Podobné luminofóry sa používajú na výrobu obrazoviek na vizuálne pozorovanie obrazov v röntgenových lúčoch (siete na prenos pri detekcii chýb a lekárskej diagnostike). Malé obrazovky sa používajú na nastavenie röntgenových kamier a zarovnanie goniometrov röntgenových difraktometrov. Fosfor CaWO4 (s modrofialovým leskom) sa používa na zvýšenie fotografického pôsobenia röntgenových lúčov. Na tento účel je obrazovka pevne pritlačená k emulzii fotografického filmu, čo umožňuje výrazne znížiť expozíciu počas prenosu (fluorografia).

Scintilačný počítač je kombináciou luminiscenčného kryštálu (NaI dopovaného aktivátorom z tália Tl) a fotonásobiča (PMT).

Kvantum röntgenového žiarenia, ktoré preniká do scintilátora, je absorbované fosforom, čo vedie k vytvoreniu fotoelektrónu. Prechádzajúc látkou kryštálu tento elektrón ionizuje veľké množstvo atómov. Ionizované atómy, ktoré sa vracajú do stabilného stavu, vyžarujú fotóny ultrafialového svetla. Tieto fotóny dopadajúce na PMT fotokatódu z nej vyrazia elektróny, ktoré pri zrýchlení v elektrickom poli fotonásobiča dopadajú na prvý žiarič. Každý elektrón vyrazí niekoľko elektrónov z povlakového materiálu žiariča a celý proces sa opakuje na ďalšom žiariči atď. Moderné PMT pozostávajú z 8 - 15 stupňov, ich celkový zisk dosahuje 10 7 - 10 8 .

Na každý stupeň sa aplikuje napätie 150-200 voltov. Celkové napätie na PMT 600 je 2000V. Na výstupe PMT sa objaví napäťový impulz úmerný energii detekovaného kvanta. Napríklad pre meď Kα je amplitúda tohto impulzu 0,01 V. Preto sa na registráciu takýchto impulzov používajú zosilňovače so ziskom rádovo tisíc.

Elektrofotografická metóda (xerografia) si zachováva mnohé z výhod fotometódy, je však ekonomickejšia. Jeho princíp je rovnaký ako princíp multiplikačných zariadení. Táto metóda zatiaľ nenašla široké uplatnenie v praxi štrukturálnych štúdií, ale začína sa využívať pri riešení problémov s detekciou chýb, najmä v mikrodefektoskopii založenej na takzvaných röntgenových mikroskopoch.

Ionizačná metóda umožňuje presne merať intenzitu röntgenových lúčov, meranie sa však uskutočňuje na malej ploche určenej veľkosťou vstupného okna počítadla a meracích štrbín. Na meranie priestorovej distribúcie intenzity röntgenových lúčov je preto potrebné skenovanie - pohyb počítadla po celej oblasti uhlov rozptylu.

To obmedzuje použitie metódy pri detekcii chýb, kde je široko používaná len na meranie hrúbky, avšak v röntgenovej difrakčnej analýze táto metóda prakticky nahrádza všetky ostatné, a to aj napriek nutnosti použitia drahých elektronických zariadení.

Ionizačná metóda je založená na ionizácii atómov látky pri interakcii s röntgenovými kvantami. Ak dôjde k ionizácii plynu v poli plochého kondenzátora, potom sa vytvorené ióny presunú na zodpovedajúce elektródy a vznikne ionizačný prúd. So zvyšujúcou sa intenzitou elektrického poľa na doskách kondenzátora sa zvyšuje rýchlosť iónov, preto sa pri zrážke opačných iónov znižuje pravdepodobnosť ich neutralizácie, preto sa zvyšuje ionizačný prúd (obr. 7). Pri napätí U > U 1 sa neutralizácia stáva zanedbateľnou a ionizačný prúd dosiahne saturáciu.

Pri ďalšom zvyšovaní napätia na U = U 2 sa ionizačný prúd nezväčšuje, len sa zvyšuje rýchlosť iónov. Pri U > U 2 je rýchlosť iónu taká vysoká, že dochádza k nárazovej ionizácii molekúl plynu. Fotoelektróny, ktoré vznikli pri interakcii žiarenia s atómami plynu a stratili svoju rýchlosť pri zrážkach, sa nerekombinujú, ale sú opäť urýchlené, pričom dostanú kinetickú energiu dostatočnú na ionizáciu plynu a vytvorenie nových iónovo-elektrónových párov. V dôsledku týchto procesov dochádza znova a znova k nárazovej ionizácii a počet elektrónov rastie ako lavína. Prúd sa začína lineárne zvyšovať so zvyšujúcim sa napätím v dôsledku takzvaného zosilnenia plynu. Zosilnenie pri napätiach do U ≤ U 3 môže dosiahnuť 10 2 - 10 4 (oblasť plnej proporcionality).

V tejto oblasti existujú dva typy výbojov: závislé a nezávislé. V oblasti U 2 - U 3 elektróny rýchlo lavínovávajú a výboj sa zastaví, len čo všetky ióny a elektróny dosiahnu katódu a anódu. Výboj existuje len dovtedy, kým žiarenie vstupuje do počítadla. Toto je samostatná kategória.

Ďalšie zvýšenie napätia spôsobuje samovybíjanie.

Pre U > U 3 je porušená linearita zosilnenia plynu (oblasť neúplnej proporcionality). Pri U > U 4 nastáva výron lavíny. K tvorbe lavíny dochádza aj pôsobením fotoelektrónov vytvorených v dôsledku fotoelektrického javu na katóde. Katóda je ožarovaná ultrafialovým žiarením vznikajúcim pri rekombinácii iónov. Výboj sa okamžite šíri celým objemom plynu a na jeho udržanie nie sú potrebné žiadne nové kvantá žiarenia.

Obsah článku

ABSORPCIA RTG ŽIARENIA V LÁTKE. Pri štúdiu interakcie röntgenových lúčov s látkou (pevnou, kvapalnou alebo plynnou) sa zaznamenáva intenzita prenášaného alebo difraktovaného žiarenia. Táto intenzita je integrálna a je spojená s rôznymi interakčnými procesmi. Na oddelenie týchto procesov od seba sa využívajú ich závislosti od experimentálnych podmienok a fyzikálnych charakteristík skúmaného objektu.

Účinok rozptylu röntgenového žiarenia je spôsobený tým, že sily striedavého elektromagnetického poľa vytvoreného lúčom röntgenového žiarenia spôsobujú, že elektróny v skúmanom materiáli oscilujú. Oscilujúce elektróny vyžarujú röntgenové žiarenie rovnakej vlnovej dĺžky ako primárne, pričom pomer sily lúčov rozptýlených 1 g látky k intenzite dopadajúceho žiarenia je približne 0,2. Tento koeficient sa trochu zvyšuje pre röntgenové lúče s dlhými vlnovými dĺžkami (mäkké žiarenie) a znižuje sa pre lúče s krátkymi vlnovými dĺžkami (tvrdé žiarenie). V tomto prípade sú lúče rozptýlené najsilnejšie v smere dopadajúceho röntgenového lúča (a v opačnom smere) a najslabšie (faktorom 2) v smere kolmom na primárny.

Fotoelektrický efekt nastáva, keď je absorpcia dopadajúceho röntgenového žiarenia sprevádzaná emisiou elektrónov. Po vyvrhnutí vnútorného elektrónu nastáva návrat do stacionárneho stavu. Tento proces môže prebiehať buď bez žiarenia s vyvrhnutím druhého elektrónu (Augerov efekt), alebo môže byť sprevádzaný charakteristickou röntgenovou emisiou materiálových atómov ( cm. Röntgenové lúče). Svojou povahou je tento jav podobný fluorescencii. Röntgenová fluorescencia môže nastať len vtedy, keď je charakteristické röntgenové žiarenie prvku vystavené bariére z ľahšieho prvku (s nižším atómovým číslom).

Celková absorpcia röntgenových lúčov sa určí sčítaním všetkých typov interakcií, ktoré oslabujú intenzitu röntgenového žiarenia. Na posúdenie útlmu intenzity röntgenového žiarenia pri prechode látkou sa používa lineárny koeficient útlmu, ktorý charakterizuje pokles intenzity žiarenia pri prechode cez 1 cm látky a rovná sa prirodzenému logaritmu pomeru intenzity dopadajúceho a preneseného žiarenia. Okrem toho sa ako charakteristika schopnosti látky absorbovať dopadajúce žiarenie používa hrúbka poloabsorpčnej vrstvy, t.j. hrúbka vrstvy, cez ktorú sa intenzita žiarenia zníži na polovicu.

Fyzikálne mechanizmy rozptylu röntgenového žiarenia a vzhľad sekundárneho charakteristického žiarenia sú rôzne, ale vo všetkých prípadoch závisia od počtu atómov látky interagujúcich s röntgenovým žiarením, t.j. na hustote látky, takže univerzálnou charakteristikou absorpcie je hmotnostný absorpčný koeficient skutočný absorpčný koeficient vo vzťahu k hustote látky.

Absorpčný koeficient v tej istej látke klesá s klesajúcou vlnovou dĺžkou röntgenového žiarenia, pri určitej vlnovej dĺžke však dochádza k prudkému zvýšeniu (skoku) koeficientu absorpcie, po ktorom sa ďalej znižuje (obr.). Pri skoku sa koeficient absorpcie niekoľkokrát zvyšuje (niekedy rádovo) a o rôzne hodnoty pre rôzne látky. Výskyt absorpčného skoku je spôsobený tým, že pri určitej vlnovej dĺžke sa vybudí charakteristické röntgenové žiarenie ožarovanej látky, čím sa prudko zvýši strata energie pri prechode žiarenia. V rámci každého úseku krivky závislosti absorpčného koeficientu od vlnovej dĺžky (pred a po skoku absorpcie) sa hmotnostný absorpčný koeficient mení úmerne tretej mocnine vlnovej dĺžky röntgenového žiarenia a atómovému číslu chemického prvku (prekážky). materiál).

Keď látkou prechádza nemonochromatické röntgenové žiarenie, napríklad žiarenie so spojitým spektrom, vzniká spektrum absorpčných koeficientov, pričom krátkovlnné žiarenie je absorbované slabšie ako dlhovlnné žiarenie a so zväčšovaním hrúbky bariéry , výsledný koeficient absorpcie sa približuje hodnote charakteristickej pre krátkovlnné žiarenie. Ak látka pozostáva z niekoľkých chemických prvkov, potom celkový absorpčný koeficient závisí od atómového čísla každého prvku a množstva tohto prvku v látke.

Výpočty absorpcie röntgenového žiarenia v látke majú veľký význam pre detekciu defektov v röntgenovom žiarení. V prípade defektu (napríklad póru alebo škrupiny) v kovovej platni sa intenzita prenášaného žiarenia zvyšuje a pri zapnutí z ťažšieho prvku sa znižuje. Pri znalosti hodnoty koeficientu absorpcie je možné vypočítať geometrické rozmery vnútorného defektu.

Röntgenové filtre.

Pri skúmaní materiálov pomocou röntgenového žiarenia je interpretácia výsledkov komplikovaná kvôli prítomnosti viacerých vlnových dĺžok. Na izoláciu jednotlivých vlnových dĺžok sa používajú röntgenové filtre vyrobené z látok s rôznymi absorpčnými koeficientmi pre rôzne vlnové dĺžky, pričom sa využíva skutočnosť, že nárast vlnovej dĺžky žiarenia je sprevádzaný zvýšením koeficientu absorpcie. Napríklad pre hliník je absorpčný koeficient röntgenového žiarenia série K zo železnej anódy (l = 1,932 A) väčší ako pre žiarenie série K z molybdénovej anódy (l = 0,708 A) a pri hrúbke hliníkového filtra 0,1 mm je útlm žiarenia zo železnej anódy 10-krát väčší ako pri žiarení molybdénu.

Prítomnosť skoku absorpcie na krivke závislosti koeficientu absorpcie od vlnovej dĺžky umožňuje získať selektívne absorbujúce filtre, ak vlnová dĺžka filtrovaného žiarenia leží priamo za skokom absorpcie. Tento efekt sa využíva na odfiltrovanie b-zložky K-série žiarenia, ktorá má 5-krát slabšiu intenzitu ako a-zložka. Ak zvolíte vhodný filtračný materiál tak, aby zložky a a b boli na opačných stranách absorpčného skoku, potom intenzita zložky b niekoľkonásobne klesne. Príkladom je problém filtrovania b-žiarenia medi, pri ktorom vlnová dĺžka a-žiarenia radu K je 1,539 a b-žiarenia 1,389 A. Zároveň od závislosti koeficientu absorpcie na vlnová dĺžka, skok absorpcie zodpovedá vlnovej dĺžke 1,480 A , t.j. je medzi vlnovými dĺžkami žiarenia a a b medi, v oblasti skoku absorpcie sa koeficient absorpcie zvyšuje 8-násobne, takže intenzita žiarenia b je desaťkrát menšia ako intenzita žiarenia.

Pri interakcii röntgenových lúčov s pevným telesom môže dôjsť k radiačnému poškodeniu štruktúry v dôsledku pohybu atómov. Farebné centrá sa objavujú v iónových kryštáloch, podobné javy pozorujeme v sklách a mechanické vlastnosti sa menia v polyméroch. Tieto účinky sú spojené s vyradením atómov z ich rovnovážnych polôh v kryštálovej mriežke. V dôsledku toho vznikajú vakancie – absencia atómov v rovnovážnych polohách v kryštálovej mriežke a intersticiálnych atómov, ktoré sú v rovnovážnej polohe v mriežke. Účinok zafarbenia kryštálov a skla pôsobením röntgenových lúčov je reverzibilný a vo väčšine prípadov po zahriatí alebo dlhšom pôsobení zmizne. Zmena mechanických vlastností polymérov pri röntgenovom ožiarení je spojená s porušením medziatómových väzieb.

Hlavným smerom v štúdiu interakcie röntgenového žiarenia s pevným telesom je röntgenová difrakčná analýza, ktorá sa používa na štúdium usporiadania atómov v pevnom tele a jeho zmien pod vonkajšími vplyvmi.

Röntgenové žiarenie (synonymum röntgenového žiarenia) má široký rozsah vlnových dĺžok (od 8·10 -6 do 10 -12 cm). Röntgenové žiarenie vzniká, keď sa nabité častice, najčastejšie elektróny, spomaľujú v elektrickom poli atómov látky. Výsledné kvantá majú rôzne energie a tvoria súvislé spektrum. Maximálna energia fotónu v takomto spektre sa rovná energii dopadajúcich elektrónov. V (pozri) sa maximálna energia röntgenových kvánt, vyjadrená v kiloelektrónvoltoch, číselne rovná veľkosti napätia aplikovaného na trubicu, vyjadrenej v kilovoltoch. Pri prechode látkou röntgenové lúče interagujú s elektrónmi jej atómov. Pre röntgenové kvantá s energiami do 100 keV je najcharakteristickejším typom interakcie fotoelektrický jav. V dôsledku takejto interakcie sa kvantová energia úplne spotrebuje na vytiahnutie elektrónu z atómového obalu a odovzdanie kinetickej energie. S nárastom energie röntgenového kvanta klesá pravdepodobnosť fotoelektrického javu a prevláda proces rozptylu kvánt na voľných elektrónoch - takzvaný Comptonov jav. V dôsledku takejto interakcie vzniká aj sekundárny elektrón a navyše vyletí kvantum s energiou menšou ako je energia primárneho kvanta. Ak energia röntgenového kvanta presiahne jeden megaelektrónvolt, môže dôjsť k takzvanému párovému efektu, pri ktorom sa vytvorí elektrón a pozitrón (pozri). V dôsledku toho sa pri prechode látkou energia röntgenového žiarenia znižuje, t.j. znižuje sa jeho intenzita. Keďže v tomto prípade sú kvantá s nízkou energiou pravdepodobnejšie absorbované, röntgenové žiarenie je obohatené o kvantá s vyššou energiou. Táto vlastnosť röntgenového žiarenia sa využíva na zvýšenie priemernej energie kvanta, teda na zvýšenie jeho tuhosti. Zvýšenie tvrdosti röntgenového žiarenia sa dosahuje pomocou špeciálnych filtrov (pozri). Röntgenové žiarenie sa používa na röntgenovú diagnostiku (pozri) a (pozri). Pozri tiež Ionizujúce žiarenie.

Röntgenové žiarenie (synonymum: röntgenové žiarenie, röntgenové žiarenie) - kvantové elektromagnetické žiarenie s vlnovou dĺžkou 250 až 0,025 A (alebo energetické kvantá od 5 10 -2 do 5 10 2 keV). V roku 1895 ho objavil V.K. Roentgen. Spektrálna oblasť elektromagnetického žiarenia susediaca s röntgenovými lúčmi, ktorých energetické kvantá presahujú 500 keV, sa nazýva gama žiarenie (pozri); žiarenie, ktorého energetické kvantá sú pod 0,05 keV, je ultrafialové žiarenie (pozri).

Röntgenové žiarenie, ktoré teda predstavuje relatívne malú časť obrovského spektra elektromagnetického žiarenia, ktoré zahŕňa rádiové vlny aj viditeľné svetlo, sa ako každé elektromagnetické žiarenie šíri rýchlosťou svetla (približne 300 000 km/s vo vákuu ) a je charakterizovaná vlnovou dĺžkou λ (vzdialenosť, cez ktorú sa žiarenie šíri za jednu periódu kmitania). Röntgenové žiarenie má aj množstvo ďalších vlnových vlastností (refrakcia, interferencia, difrakcia), no pozorovať ich je oveľa ťažšie ako pri žiarení s dlhšími vlnovými dĺžkami: viditeľné svetlo, rádiové vlny.

Röntgenové spektrá: a1 - spojité brzdné spektrum pri 310 kV; a - spojité brzdné spektrum pri 250 kV, a1 - spektrum filtrované 1 mm Cu, a2 - spektrum filtrované 2 mm Cu, b - K-séria volfrámovej línie.

Na generovanie röntgenových lúčov sa používajú röntgenové trubice (pozri), v ktorých dochádza k žiareniu pri interakcii rýchlych elektrónov s atómami anódovej látky. Existujú dva typy röntgenových lúčov: brzdné žiarenie a charakteristické. Bremsstrahlung röntgenové žiarenie, ktoré má spojité spektrum, je podobné bežnému bielemu svetlu. Rozloženie intenzity v závislosti od vlnovej dĺžky (obr.) je znázornené krivkou s maximom; v smere dlhých vĺn krivka mierne klesá a v smere krátkych vĺn strmo a odlamuje sa pri určitej vlnovej dĺžke (λ0), nazývanej krátkovlnná hranica spojitého spektra. Hodnota λ0 je nepriamo úmerná napätiu na elektrónke. Bremsstrahlung vzniká interakciou rýchlych elektrónov s atómovými jadrami. Intenzita brzdného žiarenia je priamo úmerná sile anódového prúdu, druhej mocnine napätia elektrónky a atómovému číslu (Z) materiálu anódy.

Ak energia elektrónov zrýchlených v röntgenovej trubici prekročí kritickú hodnotu pre látku anódy (táto energia je určená napätím trubice Vcr, ktoré je pre túto látku kritické), dochádza k charakteristickému žiareniu. Charakteristické spektrum je čiarové, jeho spektrálne čiary tvoria sériu, označovanú písmenami K, L, M, N.

Séria K je najkratšia vlnová dĺžka, séria L je dlhšia, séria M a N sa pozoruje iba v ťažkých prvkoch (Vcr volfrámu pre sériu K je 69,3 kv, pre sériu L - 12,1 kv). Charakteristické žiarenie vzniká nasledovne. Rýchle elektróny vyrážajú atómové elektróny z vnútorných obalov. Atóm je excitovaný a potom sa vráti do základného stavu. V tomto prípade elektróny z vonkajších, menej viazaných obalov vyplnia priestory uvoľnené vo vnútorných obaloch a emitujú sa fotóny charakteristického žiarenia s energiou rovnajúcou sa rozdielu energií atómu v excitovanom a základnom stave. Tento rozdiel (a teda aj energia fotónu) má určitú hodnotu, charakteristickú pre každý prvok. Tento jav je základom röntgenovej spektrálnej analýzy prvkov. Obrázok ukazuje čiarové spektrum volfrámu na pozadí súvislého spektra brzdného žiarenia.

Energia elektrónov zrýchlených v röntgenovej trubici sa takmer úplne premení na tepelnú energiu (anóda je v tomto prípade silne zahrievaná), iba nepatrná časť (asi 1% pri napätí blízkom 100 kV) sa premení na energiu brzdného žiarenia .

Použitie röntgenového žiarenia v medicíne je založené na zákonoch absorpcie röntgenového žiarenia hmotou. Absorpcia röntgenového žiarenia je úplne nezávislá od optických vlastností materiálu absorbéra. Bezfarebné a priehľadné olovené sklo používané na ochranu personálu v röntgenových miestnostiach takmer úplne absorbuje röntgenové lúče. Naproti tomu list papiera, ktorý nie je priepustný pre svetlo, röntgenové lúče nezoslabuje.

Intenzita homogénneho (t.j. určitej vlnovej dĺžky) röntgenového lúča pri prechode cez vrstvu absorbéra klesá podľa exponenciálneho zákona (e-x), kde e je základ prirodzených logaritmov (2,718) a exponent x sa rovná súčinu koeficientu útlmu hmoty (μ/p) cm2/g na hrúbku absorbéra vg/cm2 (tu p je hustota látky vg/cm3). Röntgenové lúče sú zoslabené rozptylom aj absorpciou. V súlade s tým je koeficient útlmu hmoty súčtom koeficientov absorpcie hmoty a koeficientu rozptylu. Koeficient hmotnostnej absorpcie prudko rastie so zvyšujúcim sa atómovým číslom (Z) absorbéra (úmerne Z3 alebo Z5) a so zvyšujúcou sa vlnovou dĺžkou (úmerne λ3). Táto závislosť od vlnovej dĺžky je pozorovaná v absorpčných pásmach, na hraniciach ktorých koeficient vykazuje skoky.

Koeficient rozptylu hmoty sa zvyšuje so zvyšujúcim sa atómovým číslom látky. Pre λ≥0,3Å koeficient rozptylu nezávisí od vlnovej dĺžky, pre λ<0,ЗÅ он уменьшается с уменьшением λ.

Pokles absorpčných a rozptylových koeficientov s klesajúcou vlnovou dĺžkou spôsobuje zvýšenie penetračnej sily röntgenového žiarenia. Koeficient absorpcie hmoty pre kosti [absorpcia je spôsobená najmä Ca 3 (PO 4) 2 ] je takmer 70-krát vyšší ako pre mäkké tkanivá, kde absorpciu spôsobuje najmä voda. To vysvetľuje, prečo tieň kostí tak ostro vyniká na röntgenových snímkach na pozadí mäkkých tkanív.

Šírenie nehomogénneho röntgenového lúča akýmkoľvek prostredím spolu s poklesom intenzity je sprevádzané zmenou spektrálneho zloženia, zmenou kvality žiarenia: dlhovlnná časť spektra je absorbovaná do väčšom rozsahu ako krátkovlnná časť sa žiarenie stáva rovnomernejším. Odfiltrovanie dlhovlnnej časti spektra umožňuje zlepšiť pomer medzi hĺbkovými a povrchovými dávkami pri RTG terapii ohniskov nachádzajúcich sa hlboko v ľudskom tele (pozri RTG filtre). Na charakterizáciu kvality nehomogénneho röntgenového lúča sa používa pojem "polovičná zoslabovacia vrstva (L)" - vrstva látky, ktorá zoslabuje žiarenie na polovicu. Hrúbka tejto vrstvy závisí od napätia na trubici, hrúbky a materiálu filtra. Na meranie vrstiev polovičného útlmu sa používa celofán (do energie 12 keV), hliník (20–100 keV), meď (60–300 keV), olovo a meď (>300 keV). Pre röntgenové lúče generované pri napätiach 80-120 kV je 1 mm medi vo filtračnej kapacite ekvivalentný 26 mm hliníka, 1 mm olova je ekvivalentný 50,9 mm hliníka.

Absorpcia a rozptyl röntgenového žiarenia je spôsobený jeho korpuskulárnymi vlastnosťami; Röntgenové lúče interagujú s atómami ako prúd teliesok (častíc) - fotónov, z ktorých každý má určitú energiu (nepriamo úmernú vlnovej dĺžke röntgenového žiarenia). Energetický rozsah röntgenových fotónov je 0,05-500 keV.

Absorpcia röntgenového žiarenia je spôsobená fotoelektrickým javom: absorpcia fotónu elektrónovým obalom je sprevádzaná vymrštením elektrónu. Atóm je excitovaný a po návrate do základného stavu vyžaruje charakteristické žiarenie. Vyžarovaný fotoelektrón odnáša všetku energiu fotónu (mínus väzbová energia elektrónu v atóme).

Rozptyl röntgenového žiarenia je spôsobený elektrónmi rozptylujúceho média. Existuje klasický rozptyl (vlnová dĺžka žiarenia sa nemení, ale mení sa smer šírenia) a rozptyl so zmenou vlnovej dĺžky - Comptonov jav (vlnová dĺžka rozptýleného žiarenia je väčšia ako dopadajúca). V druhom prípade sa fotón správa ako pohybujúca sa guľa a k rozptylu fotónov dochádza podľa obrazného vyjadrenia Comntona ako hra biliardu s fotónmi a elektrónmi: pri zrážke s elektrónom fotón odovzdá časť svojej energie. k nemu a rozptýli sa, majúc už menšiu energiu (resp. zväčšuje sa vlnová dĺžka rozptýleného žiarenia), elektrón vyletí z atómu s energiou spätného rázu (tieto elektróny sa nazývajú Comptonove elektróny alebo spätné elektróny). K absorpcii röntgenovej energie dochádza pri tvorbe sekundárnych elektrónov (Compton a fotoelektróny) a prenose energie na ne. Energia röntgenového žiarenia prenesená na jednotku hmotnosti látky určuje absorbovanú dávku röntgenového žiarenia. Jednotka tejto dávky 1 rad zodpovedá 100 erg/g. V dôsledku absorbovanej energie v látke absorbéra dochádza k množstvu sekundárnych procesov, ktoré sú dôležité pre röntgenovú dozimetriu, pretože práve na nich sú založené metódy merania röntgenového žiarenia. (pozri Dozimetria).

Všetky plyny a mnohé kvapaliny, polovodiče a dielektriká pôsobením röntgenového žiarenia zvyšujú elektrickú vodivosť. Vodivosť majú najlepšie izolačné materiály: parafín, sľuda, guma, jantár. Zmena vodivosti je spôsobená ionizáciou média, t.j. separáciou neutrálnych molekúl na kladné a záporné ióny (ionizácia je produkovaná sekundárnymi elektrónmi). Ionizácia vo vzduchu sa používa na stanovenie expozičnej dávky röntgenového žiarenia (dávka vo vzduchu), ktorá sa meria v röntgenoch (pozri Dávky ionizujúceho žiarenia). Pri dávke 1 r je absorbovaná dávka vo vzduchu 0,88 rad.

Pôsobením röntgenových lúčov sa v dôsledku excitácie molekúl látky (a pri rekombinácii iónov) v mnohých prípadoch excituje viditeľná žiara látky. Pri vysokých intenzitách röntgenového žiarenia sa pozoruje viditeľná žiara vzduchu, papiera, parafínu a pod. (výnimkou sú kovy). Najvyššiu výťažnosť viditeľného svetla poskytujú také kryštalické fosfory, ako je Zn·CdS·Ag-fosfor a iné, ktoré sa používajú na obrazovky vo fluoroskopii.

Pôsobením röntgenového žiarenia môžu v látke prebiehať aj rôzne chemické procesy: rozklad halogenidov striebra (fotografický efekt využívaný pri röntgenovom žiarení), rozklad vody a vodných roztokov peroxidu vodíka, zmena vlastnosti celuloidu (zakalenie a uvoľňovanie gáfru), parafínu (zakalenie a bielenie) .

V dôsledku úplnej premeny sa všetka energia röntgenového žiarenia absorbovaná chemicky inertnou látkou premení na teplo. Meranie veľmi malého množstva tepla vyžaduje vysoko citlivé metódy, ale je hlavnou metódou pre absolútne merania röntgenového žiarenia.

Sekundárne biologické účinky vystavenia röntgenovému žiareniu sú základom lekárskej rádioterapie (pozri). Röntgenové lúče, ktorých kvantá sú 6-16 keV (efektívne vlnové dĺžky od 2 do 5 Å), sú takmer úplne absorbované kožnou vrstvou tkaniva ľudského tela; nazývajú sa hraničné lúče alebo niekedy lúče Bucca (pozri lúče Bucca). Na hĺbkovú röntgenovú terapiu sa používa tvrdé filtrované žiarenie s efektívnymi energetickými kvantami od 100 do 300 keV.

Biologický účinok röntgenového žiarenia by sa mal brať do úvahy nielen pri röntgenovej terapii, ale aj v röntgenovej diagnostike, ako aj vo všetkých ostatných prípadoch kontaktu s röntgenovým žiarením, ktoré si vyžadujú použitie radiačnej ochrany ( pozri).