Тақырыбы: Рентген сәулелерінің физикасы.

Рентген сәулелерін алу және оның қасиеттері, рентгендік спектрлер.

Рентгендік сәулеленудің табиғаты. Рентген сәулелері – кәдімгі жарық тәрізді электромагниттік толқындар, бірақта біршама қысқа толқындар. Толқындар ұзындығының аймағы алыс ультракүлгін сәулелерден бастап g-сәулелердің толқын ұзындығына жақын. Бұл үш облыстың арасында нақтылы шекара жоқ. Айырмашылығы оларды алу тәсілінде ғана, рентген сәулелерінің ерекше өзгешілігі олар затты тез ұшатын электрондармен атқылағанда пайда болады.

Рентгендік сәулеленудің толқын ұзындығының диапазоны 10^-4Ǻ нен 10²Ǻ-ге дейін. Рентген құрылымдық талдауда ұзындығы λ=2,5Ǻ-ге дейін рентген сәулелері пайдаланылады (1Ǻ=10^-8см=10^-10м). Затқа рентген сәулесін түсіргенде толқын ұзындығы 0,05 Ǻ-нен 1Ǻ-ге дейінгі сәулелер қолданылады.

Рентген сәулелері толқын бола отырып, жарық жылдамдығымен таралатын және энергиясы hν=h^.с/λ-ға тең болатын фотондар шоғыры (электромагниттік өрістің энергия кванттары) ретінде қаралуы мүмкін. Мұндағы h=6,62 10^-27 эрг/сек, с=2,998^.10¹⁰см/сек.

Сонымен рентген сәулелеріне қысқа ұзындықты толқын және жоғары энергия тән. Рентген сулелері кез-келген ортада жарықтың таралу жылдамдығына жақын жылдамдықпен (c) таралады. Сондықтан рентген сәулелері сынбайды, сыну коэфициенті 1-ге тең (жуық).

1. Рентген сәулелерін алу. Рентген түтігі рентген сәулелерінің көзі болып табылады. Рентгендік сәулелер тез ұшатын электрондардың қатты денемен соқтығысу нәтижесінде пайда болады. Сондықтан да түтік элеткрондар көзі-катодтан және нысана антикатодтан (анодтан) тұрады. Электрондар көзі ретінде ток жүретін вольфрам сым алынады. Электрондар термоэмиссия салдарынан түзіледі.

Катод пен анодтың арасындағы жоғарғы кернеудің әсерінен электрондар жоғарғы жылдамдықпен анодқа қарай ұмтылады. Рентген түтігінің ықшам сызбалық құрылысы 1-ші Суретте көрсетілген.

1-сурет. 1-катод; 2-анод; 3-рентген сәулесі шығатын терезе;

4-қорғаушы цилиндр; 5-фокустайтын қақпақ..

 

Рентген түтігі қораптан – ауасы сорылған шыны баллоннан (вакуумы - 10^-3 Па) тұрады. Катод бағытталған жіңішке шоғыр тудыру үшін фокустайтын қақпақтың түбіне орналастырылады. Анод мыстан немесе болаттан жасалған қуыс массивті (шомбал) цилиндр болып табылады. Анод денесінің сыртқы түбіне сипатталатын (характеристикалық) сәулесін алғысы келетін заттан жасалған пластинка – айна престеледі. Анодтың айнасы электрондар шоғырына перепендикуляр орналасады. Рентген сәулелерінің толқын ұзындығы анодтың затына байланысты. Анодқа түсетін электрондардың кинетикалық энергиясының 99% жылуға айналады. Анодтың өте қызып кетуі вакуумның бұзылуын, анодтың қарқынды тозаңдануын, анод айнасының, тіптен анодтың өзінің балқуын тудыруы мүмкін. Бұларды болдырмау үшін анодты ағын сумен суытады. Рентген сәулелері шығу үшін бериллиден терезе жасайды.

2. Рентген сәулелерінің спектрі. Түтіктен шығатын рентген сәулелерін тұтас және сипатталатын (характеристикалық) деп бөлуге болады.

Егер түтікке әртүрлі кернеу U бере отырып, интенсивтіліктің толқын ұзындығына тәуелділігін тіркейтін болсақ, онда әр мәнді U үшін 2,а-суретте келтірілген тәуелділікті аламыз U₁<U₂<U₃<U₄. (2-сурет) Бұл тұтас немесе үздіксіз (ақ сәулелену) спектр. Толқын ұзындығы λ өзгерген кезде сәулелену интенсивтілігі үздіксіз өзгереді. Қысқа ұзындықты толқындар жағының шегі күрт белгіленеді, ал үлкен λ жағынан нөлге жақындайды. Тәжирибеден λ_max≈1,5λ_min екені анықталған. Ақ спектрдің түрі анодтың материалына тәуелді болмайды. λ_min мәні потенциалдар айырымымен анықталады. Сәулеленудің интенсивтілігі жоғарғы кернеудің анод тоғының шамасына, анодтын материалына байланысты.

Түтіктегі кернеудің шамасын әрі қарай арттырғанда I(λ) тәуелділігі өзгереді және өзіндік спектрдің сызықтары пайда болады (2,б-сурет).

2-сурет. Спектр кисықтары:

а- тұтас спектр, б- тұтас спектрдін фонында сипатталатын спектр (Мо-анод)

 

Сипатталатын спектр келесі ерекшеліктерге ие болады:

1) Сипатталатын спектрдің сызықтары, анодтың нөміріне (Z) тәуелді болатын белгілі бір потенциалдар айырымнан U₀ бастап пайда болады.

2) Кернеуді әрі қарай арттырғанда толқын ұзындығы өзгермейді, тек сызықтың интенсивтілігі артады.

3) Әрбір Z үшін тұтас спектрдің фонында пайда болатын өзінің спектрі байқалады.

4) Барлық элементтердің спектрі айтарлықтай қарапайым (аз санды сызықтары болады) және жеке сызықтар тобына (серияға) K, L, M, N… бөлінеді. әрбір серия бірдей үйлесіп келетін тізбекті сызықтардан тұрады, ал белгілі бір серияның сызықтарының сәулелену жиілігі Мозли заңы бойынша элементтің реттік нөміріне байланысты болады.

σ) мұнда с мен σ=const σ≈1 (1)

Рентгендік спектрлердің түзілу теориясы. Тұтас спектр. Үздіксіз спектрдің түзілу себебі – тежелу кезінде электрондар қозғалысының жылдамдығының күрт азаюы (тежеліп сәулелену).

Электр зарядының қозғалысының баяулаған кезінде ол элеткромагниттік импульс шығаратыны белгілі. Әрбір электрон тежелу кезінде өзінің кинетикалық энергиясының eU бір бөлігін жылу түрінде, бір бөлігін бір немесе бір неше рентген сәулесінің кванты hν түрінде және энергияның қайсыбір бөлігі Р анод затымен әсерлеуге жұмсалуы мүмкін

eU= hν+ Р (2)

eU= hν_max=hc/λ_min бұдан λ_min=hc/eU=12,4/U(кВ) (3)

екені тәжрибеден расталған

Шекті жағдайда Р=0 болғанда, электрон өзінің энергиясын түзілген квантқа толықтай берген уақытта hν квантқа кинетикалық энергияның қандай бөлігі берілетіне байланысты, сәулелену жиілігі әртүрлі болуы мүмкін. Бірақта түзелетін фотонның энергиясы түсетін элеткронның энергиясынан артып кетуі мүмкін емес.

Егер электрон өзінің энергиясын квантқа түгелдей бермейтін болса, онда кванттың энергиясы hν_max-нан аз болады да, соған сәйекес λ үлкен болады. Сонымен, λ-ның үлкен мәндерінде үздіксіз спектр түзіледі.

Түтіктегі кернеу артқан сайын тұтас спектрдің интенсивтілігі артады және спектрдің аймағы кіші λ-ға қарай кеңейеді (2-а сурет). Анодтан алынатын энергия U-ға, ал түтіктің беретін энергиясы ZU-ға пропорционал. Сондықтан, спектрдің жалпы энергиясы (Суреттегі қисықтардың ауданымен анықталатын) ZU²-қа пропорционал. Түтік жұмысының тұрақты режимінде, яғни i мен U-дың тұрақты мәндерінде интенсивтілік Z-қа пропорционал және де тұтас спектрді алу үшін ауыр элементтерді пайдаланған ұтымды.

Рентген түтігі арқылы жүретін ток күшін арттырғанда, анодта тежелетін элеткрондардың саны артады, демек, түтіктің сәулелену интенсивтілігі артады. Үздіксіз спектрдің толық қуаты

W=kiU²Z (4)

қатнасымен анықталады.

Сипатталатын спектр. Сипатталатын спектрдің пайда болуы, ұшып баратқан электронның энергиясының анод затымен әсерлесуге жұмсалатын бөлігімен p байланысты өтеді. Әрбір электрон ядромен байланысқан әрі оған белгілі бір энергия сәйкес келеді

(5)

мұндағы σ электронның тек ядромен ғана емес басқа электрондармен әсерлесуін ескеретін экрандаушы параметр.

Катодтан жоғарғы жылдамдықпен ұшатын электрон атомның ішкі электрондарының бірін жоғары жатқан бос атом қабықшасына немесе тіптен атомнан тысқары ұшырып түсіріп оның иондануын тудырады. Атомнан тысқары ұшырып түсірілген электрон фотоэлектрон деп аталады.

Бұл жағдайда атомның ішкі деңгейінде бос орын түзіледі, атом тұрақсыз қозған күйге өтеді. Атомның мұндай қозған күйінің өмірінің ұзақтығы 10^-8 секунттан аспайды. Ол күй кез келген бір сыртқы электронның ішкі қабықшадағы бос орынға өздігінен өткеннен кейін жойылады. Мысалы L-деңгейден К деңгейге немесе М деңгейден L-деңгейге, немесе К деңгейге өткеннен кейін.

3-сурет. Cипатталатын рентген сәулелерінің

пайда болу схемасы. (Бор моделі)

 

Мұндай ауысулардан кейін атом энергиясы (ε_n2-ε_n1) шамасына азаяды. Мысалы

(6)

 

Бұл энергия атомнан рентген сәулесінің кванты түрінде бөлініп шығады әрі оның энергиясы

- ға тең, демек (7)

және т.б. айырымы Z-қа тәуелді, сондықтан сипатталатын спектрдің толқын ұзындығы анодтың материалына тәуелді. L, M, N және т.б. деңгейлер бірнеше жақын деңгейлерден тұратын болғандықтан, ауысу саны артады. Деңгей аралық ауысу мүмкіндігі сұрыптау ережесі бойынша анықталады. Ол ережеге сәйкес

- ге (8)

өзгеруі керек. Мұның нәтижесінде K_α, K_b сызықтар қосарланған болуы керек, бірақ K_b сызықтын біреуі өте әлсіз. Практика жүзінде К-серия K_α1 K_α2 және К_β сызықтарынан тұрады.

Сипатталатын спектр сызықтарының интенсивтілігі ауысу ықтималдығымен анықталады. Кванттық-механикалық есептеулер M→K ауысу ықтималдығы L→K ауысу ықтималдығынан 7 есе төмен екенін көрсетті, сондықтан β-сәулеленудің интенсивтілігі төмен.

(9)

Сипатталатың спектр сызықтарының интенсивтілігі потенциалдар айырымы U және түтік арқылы жүретің тоқтын күші i артқан сайын өседі:

I=ki(U-U₀)ⁿ мұндағы n=1,5÷2 (10)

(Атом энергиясын азайтудың тағы бір тәсілі Оже электрондарын шығару).

Сипатталатын спектрдің пайда болу шарттары. Сипатталатын спектрдің пайда болуы үшін сыртқы фактордың әсерінен мысалы жоғарғы жылдамдықпен үшып түсетін бос электрондар анод атомның электрондарын ішкі қабықшадан жоғарғы бос деңгейге ауыстыра алуы, немесе тіптен атомнан жұлып алуы керек. Сондықтан ұшып түсетін электрондардың энергиясы деңгейлердің энергияларының айырымынан (Е_р-Е_к) артық болуы керек, мұндағы Е_к – электрон кететін деңгей Е_р ең жақын бос деңгей. Бұл қайсыбыр серияның сәулесінің пайда болуын тудыру үшін түтікке түсіретін ең аз кернеуді анықтайды. Егер қайсыбір серияның ең қатқыл сызығының жиілігі ν_max, толқын ұзындығы λ_min болса, онда осы серияның қозу потенциалы U₀ мына қатынаспен анықталады

(11)

 

Жоғарыда аталғандай I_сипат=ki(U-U₀)ⁿ

Сипатталатын және ақ сәулеленудің интенсивтілігінің ұтымды ара қатынасы қозу потенциалы 3-4 есе артқанда байқалады, яғни U_ж=(3÷4)U₀ (12)

Рентген сәулесі түзілгенде ұшып түскен электрондар энергиясының барлығын дерлік жылу түрінде жоғалтады, сондықтан түтіктің анодын суыту керек.

Түтіктің ПЭК (13)

(бұл жарық беретін лампалардың ПЭК-нен аз).

Түтіктің ПЭК арттыру үшін электрондарды миллион эв-қа дейін үдететін бетатрондарды пайдалануға болады. Осы мақсатпен бұдан басқа соңғы уақытта өте қатқыл рентген сәулесін алуға мүмкіндік беретін сызықтық үдеткіштерде үдетілетін электрондар және синхро-фазотрондардан алынатын электрон шоқтары қолданылады.

Металдар мен қорытпалардың құрылысын зерттеу үшін электрондар мен нейтрондар кең қолданылады. Микробөлшектер толқындық қасиетке ие болатындығы және оның ұзындығы Де-Брайль қатнасымен анықталатындығы белгілі микробөлшек үшін

Е_кин= mυ²/2 демек Å (14)

 

электрлік өріспен үдетілетін электрондар үшін

(15)

яғни

Å (16)

 

U=10кВ үдеткіш кернеу үшін λ=0,123Å U=100кВ-λ=0,037Å яғни электрондардың толқын ұзындығы рентген диапазонында жатады әрі оларда дифракция эффектісі байқалады. Алғаш рет бұл 30-шы жылдары Кембридж лабораториясында көрсетілді. Электрондарды құрылымдық зерттеулерге қолдану рентген сәулесін қолданудан гөрі қымбаттау.

Сонымен қатар құрылымдық талдауда тежегіш атомдарымен (графит шыбықтармен) жылулық тепе-теңдікте болатын жылулық нейтрондар да қолданылады. Нейтрондардың кинетикалық энергиясы

Е_кин=3/2kT Å (17)

 

273 (~0ºС) температурада λ_н=1,52Å яғни олар да дифракцияланады. Нейтрондардың дифракциясын алғаш рет 40-шы жылдардың аяғында байқаған, ал 50-шы жылдардан бастап кең түрде қолданылады. Нейтронография электронографиядан да қымбат әдіс ойткені нейтрондарды тіркеу және одан қорғау үшін қолданылатын қондырғы күрделі.

Ұтымдылығы, ыңғайлылығы, шешетін мәселелердің көлемділігі жағынан электрондар да нейтрондар да рентген сәулелері сияқты кең қолданылмайды.

 

 

Дәріс