10.1.3. Гальмівне рентгенівське випромінювання

Суцільний спектр одержується в результаті гальму­вання швидких електронів в речовині антикатода. Якщо між като­дом і антикатодом прикладена напруга U_а, електрони розга­няються і їх енергія дорівнює , де е – заряд електрона. Влітаючи в антикатод, електро­ни різко гальму­ються, тобто рухаються з від’ємним приско­ренням, і стають джерелами рентгенівського електро­магнітно­го випроміню­ван­ня.

Умови гальмування для різних електронів неоднакові, і різні частки їх кінетичної енергії перетворюються в енергію рентгенівських квантів. При повному перетворенні енергії електрона в енергію кванта дістане­мо , де h – стала Планка, – найбільша час­то­та рентгенівського гальмівного спектра. Враховуючи, що (c – швидкість світ­­ла у вакуумі, – гранична довжина хвилі випро­мі­ню­вання, яка відповідає ), дістанемо , звідки

. (10.1)

З цієї причини в гальмівному рентгенівському спектрі спостерігаються всі довжини хвиль, починаючи з . Його називають тому суцільним “білим спектром”.

Розподіл інтенсивності по неперервному спектру рент­генівських променів при різних U_a для вольфрамового анти­катода наведено на мал. 10.2. Довжина хвилі _м, на яку припадає максимум в спектрі гальмівного рентгенівського випромінювання, задовольняє умові

. (10.2)

В

Мал. 10.2. Розподіл інтенсив­ності по неперервному спектру.

ажливою особливістю суцільного рентгенівського спе­ктра є його коротко­хвильова межа. Із виразу (10.1) випливає, що при даній напрузі U_a не може бути довжини хви­лі, яка менша за . Значення сталої Планка h, одержа­не із вимірю­вань короткохвильової ме­жі рентгенівського су­ціль­ного спектра, є од­ним із найточ­ні­ших і досто­вірних.

Потік Φ рентге­нівсь­ких променів, що виходять із трубки, рос­те пропорційно силі стру­му І в трубці, квадрату напруги на трубці U_a і залежить від величини атомного номера Ζ ре­човини антикатода, тобто

Вт / В²А. (10.3)

Жорсткість рентгенівських променів, яка зростає зі зменшенням довжини хвилі, характеризує їх проникаючу здатність і залежить тільки від напруги U_а, яка подається на трубку. Чим вища напруга, тим жорс­ткіші рентгенівські промені, як це видно із формул (10.1) і (10.2). Інтенсивність рентгенівського випромінювання регулю­ється шляхом зміни струму розжарювання в залежності від по­трібної потужності випромінювання – від малих струмів в трубці при просвічуванні (2–5 мА) до дуже великих струмів (тисячі міліампер), що застосовуються при деяких рентгенівських знімках.

10.1.4. Характеристичне рентгенівське випромінювання, його природа. Закон Мозлі.

Характеристичний спектр виникає тому, що частина бомбардуючих електронів проникає в атоми антикатода і збу­джує їх. Причому електронні переходи відбуваються в надрах атомів, тобто в оболонках, ближчих до ядра – К, L, М. Тому енергія квантів рентгенівських променів більша від енергії квантів видимого світла, так як останні одержуються при електронних переходах між зовнішніми оболонками атома, тобто на його периферії.

Мал. 10.3. Розподіл інтенсив­нос­ті по спектру випромінювання рентге­нівської трубки з вольфра­мовим анодом.

Характеристичне випромінювання має лінійчастий спектр. Свою назву воно дістало тому, що цей тип рентгенів­ського випромінювання характеризує речовину антикатода і його вид не залежить від того, чи елемент знаходиться у віль­ному або хімічно зв’язаному стані. Характеристичні лінії завжди виникають на фоні непе­рервного спектра.

На мал. 10.3 зображено графік розподілу інтенсивності по спектру випромінювання рентгенівської трубки з вольф­рамо­вим анодом при U_а = 168 кВ. Цей графік наочно ілюструє той факт, що загальний спектр включає в себе як неперервний спектр, так і характеристичні лінії К-серії. На ділянці неперервного спектра, розміщеного зліва від накладених на нього спектральних ліній, видний “про­вал”. Ця відсутня енергія пішла на збудження сусідніх спектральних ліній.

Н

Мал. 10.4. Виникнення різних се­рій характеристичних рентге­нівсь­ких променів.

а мал. 10.4 схематично зображено виникнення різних серій характеристичних рент­­­ге­­нівських променів. В ато­мах з більшим атом­­ним но­ме­ром внут­ріш­ні електрон­ні обо­лонки Κ, L, Μ повністю запов­нені електронами. При ви­лу­чен­ні електрона з однієї із внутрішніх обо­лонок на звіль­нене міс­це пере­ходить елект­рон з більш віддаленої від ядра обо­лон­ки і ви­промінюється рентгенів­ський квант. Пе­ре­ходи, що закін­чуються на К-оболонці, да­ють К-серію характе­рис­тич­ного спект­ра, яка складається з трьох ліній:

– відповідає переходу з L-оболонки на К-оболонку,

– відповідає переходу з М-оболонки на К-оболонку,

– відповідає переходу з N-оболонки на К-оболонку.

Переходи, що закінчуються на L-оболонці та М-оболон­ці, дають відповідно L-серію і М-серію характери­тичного рент­­ге­нівського спектра. Характеристичний спектр склада­ється із 8–10 ліній, що утворюють К, L, Μ серії. Для важких елементів в кожну се­рію входять три лінії α, β, γ. Найінтен­сивніша в характеристи­чному спектрі -лінія, так як ймовір­ність переходів на К-оболонку з L-оболонки більша, ніж з Μ, Ν та інших більш від­далених оболонок.

Д

Мал. 10.5. Діаграма Мозлі.

ля кожного атома існує межа збудження К-серії. Наприклад, для ртуті ( ) вона становить біля 82 кеВ. Це зв’язано з тим, що для вири­вання електрона із най­ближчої до ядра К-обо­лонки, на якій елект­рони найсильні­ше при­тя­­гую­ться до ядра, не­об­хідна значна енергія, яка іде на виконання ро­бо­ти по ви­ри­ванню елект­ро­на. Тому лінії характе­ристичного спектра з’я­вля­ються тіль­ки при на­пру­зі на рентгенівській труб­ці, яка більша пев­но­го значення для кожного матеріалу анода.

Закон Мозлі. В 1913 р. англійський фізик Мозлі, дослід­жуючи залежність довжини хвилі характерис­тичних проме­н­ів від атомного номера Ζ різних елементів, встановив співвідношення, які назива­ють­ся законом Мозлі:

для К_-лінії, (10.4)

для L-cерії,

де – стала Рідберга, σ – постійна величина, яка зветься сталою екранування (для лінії σ = 1, для L-серії σ = 0.75).

На мал. 10.5 зображено так звану діаграму Мозлі, яка ілю­струє для ліній лінійну залежність від атом­ного но­мера Z. Послідовне застосування формули Мозлі до елементів періодичної системи Менделєєва підтвердило в свій час зако­номірне зростання на одиницю заряду ядра при переході від одного елемента до наступного. Це стало при­родничо-науковим підтвердженням справедливості ядер­­­­ної моделі ато­ма і періодичного закону Д.І. Менде­лєєва.