Unter Röntgenbeugung versteht man die Streuung von Röntgenstrahlen, bei der aus dem ursprünglichen Strahlenbündel sekundäre abgelenkte Strahlen mit gleicher Wellenlänge entstehen, die aus der Wechselwirkung primärer Röntgenstrahlen mit Elektronen der Substanz resultieren. Richtung und Intensität der Sekundärstrahlen hängen von der Struktur (Struktur) des streuenden Objekts ab.

2.2.1 Streuung von Röntgenstrahlung durch Elektronen

Röntgenstrahlen, bei denen es sich um elektromagnetische Wellen handelt, die auf das untersuchte Objekt gerichtet sind, beeinflussen ein schwach mit dem Kern verbundenes Elektron und versetzen es in eine oszillierende Bewegung. Wenn ein geladenes Teilchen schwingt, werden elektromagnetische Wellen ausgesendet. Ihre Frequenz entspricht der Frequenz der Ladungsschwingungen und damit der Frequenz der Feldschwingungen im Strahl „primärer“ Röntgenstrahlen. Das ist kohärente Strahlung. Es spielt eine wichtige Rolle bei der Untersuchung der Struktur, da es an der Entstehung des Interferenzmusters beteiligt ist. Wenn ein oszillierendes Elektron also Röntgenstrahlen ausgesetzt wird, sendet es elektromagnetische Strahlung aus und „streut“ dadurch die Röntgenstrahlen. Das ist Röntgenbeugung. In diesem Fall absorbiert das Elektron einen Teil der von der Röntgenstrahlung aufgenommenen Energie und gibt einen Teil in Form eines Streustrahls ab. Diese von verschiedenen Elektronen gestreuten Strahlen interferieren miteinander, das heißt, sie interagieren, addieren sich und können sich nicht nur gegenseitig verstärken, sondern auch abschwächen sowie auslöschen (die Extinktionsgesetze spielen eine wichtige Rolle bei der Röntgenbeugungsanalyse). ). Es ist zu beachten, dass die Strahlen, die das Interferenzmuster erzeugen, und die Röntgenstrahlen kohärent sind, d. h. Röntgenstreuung erfolgt ohne Änderung der Wellenlänge.

2.2.2 Streuung von Röntgenstrahlen durch Atome

Die Streuung von Röntgenstrahlen durch Atome unterscheidet sich von der Streuung durch ein freies Elektron dadurch, dass die äußere Hülle eines Atoms Z-Elektronen enthalten kann, von denen jedes wie ein freies Elektron sekundäre kohärente Strahlung emittiert. Von den Elektronen der Atome gestreute Strahlung wird als Überlagerung dieser Wellen definiert, d. h. Es kommt zu intraatomarer Interferenz. Die Amplitude der von einem Atom A a gestreuten Röntgenstrahlen, das Z-Elektronen hat, ist gleich

A a = A e F (5)

wobei F der Strukturfaktor ist.

Das Quadrat der Strukturamplitude gibt an, wie oft die Intensität der Streustrahlung eines Atoms größer ist als die Intensität der Streustrahlung eines Elektrons:

Die Atomamplitude I a wird durch die Verteilung der Elektronen im Atom der Substanz bestimmt; durch Analyse des Wertes der Atomamplitude ist es möglich, die Verteilung der Elektronen im Atom zu berechnen.

2.2.3 Streuung von Röntgenstrahlen an einem Kristallgitter

Von größtem Interesse für die praktische Arbeit. Die Theorie der Interferenz von Röntgenstrahlen wurde erstmals von Laue begründet. Dadurch war es möglich, die Orte der Interferenzmaxima auf Röntgenbildern theoretisch zu berechnen.

Die weit verbreitete praktische Anwendung des Interferenzeffekts wurde jedoch erst möglich, nachdem englische Physiker (Vater und Sohn Bragg) und gleichzeitig der russische Kristallograph G.V. Wulff schuf eine äußerst einfache Theorie, indem er einen einfacheren Zusammenhang zwischen der Lage von Interferenzmaxima auf einem Röntgenbeugungsmuster und der Struktur des räumlichen Gitters entdeckte. Gleichzeitig betrachteten sie den Kristall nicht als ein System von Atomen, sondern als ein System von Atomebenen, was darauf hindeutet, dass Röntgenstrahlen eine spiegelnde Reflexion von Atomebenen erfahren.

Abbildung 11 zeigt den einfallenden Strahl S 0 und den durch die Ebene (HKL) abgelenkten Strahl S HKL .

Nach dem Reflexionsgesetz muss diese Ebene senkrecht zur Ebene stehen, in der die Strahlen S0 und SHKL liegen, und den Winkel zwischen ihnen halbieren, d.h. Der Winkel zwischen der Fortsetzung des einfallenden Strahls und dem abgelenkten Strahl beträgt 2q.

Das räumliche Gitter besteht aus mehreren Ebenen P 1, P 2, P 3 ...

Betrachten wir die Interaktion eines solchen Parallelsystems; Ebenen mit einem Primärstrahl am Beispiel zweier benachbarter Ebenen P und P 1 (Abb. 12):

Reis. 12. Zur Herleitung der Wolf-Bragg-Formel

Parallele Strahlen SO und S 1 O 1 fallen in den Punkten O und O 1 in einem Winkel q zu den Ebenen P und P 1 . Darüber hinaus erreicht die Welle den Punkt O 1 mit einer Verzögerung, die der Differenz im Weg der Wellen entspricht, was AO 1 = d sinq entspricht. Diese Strahlen werden von den Ebenen P und P 1 im gleichen Winkel spiegelnd reflektiert q. Der Unterschied im Weg der reflektierten Wellen ist gleich O 1 B = d sinq . Kumulierter Wegunterschied Dl=2d sinq. Die von beiden Ebenen reflektierten Strahlen, die sich in Form einer ebenen Welle ausbreiten, müssen miteinander interferieren.

Die Phasendifferenz beider Schwingungen ist gleich:

(7)

Aus Gleichung (7) folgt, dass, wenn der Wegunterschied der Strahlen ein Vielfaches einer ganzzahligen Anzahl von Wellen ist, Dl=nl=2d sinq, der Phasenunterschied wird ein Vielfaches von 2p sein, d.h. die Schwingungen werden in der gleichen Phase sein, der „Buckel“ einer Welle fällt mit dem „Buckel“ der anderen zusammen und die Schwingungen verstärken sich gegenseitig. In diesem Fall wird im Röntgenbeugungsmuster ein Interferenzpeak beobachtet. Wir erhalten also die Gleichheit 2d sinq = nl (8) (wobei n eine ganze Zahl ist, die als Reflexionsordnung bezeichnet wird und durch die Differenz im Weg der von benachbarten Ebenen reflektierten Strahlen bestimmt wird)

ist eine Bedingung für die Erzielung eines Interferenzmaximums. Gleichung (8) wird Wulff-Bragg-Formel genannt. Diese Formel ist die Grundlage für die Röntgenbeugungsanalyse. Es sei daran erinnert, dass der eingeführte Begriff „Reflexion von einer Atomebene“ bedingt ist.

Aus der Wulff-Bragg-Formel folgt, dass, wenn ein Röntgenstrahl mit der Wellenlänge l auf eine Schar planparalleler Ebenen fällt, deren Abstand zwischen d gleich ist, es bis dahin keine Reflexion (Interferenzmaximum) gibt Der Winkel zwischen der Richtung der Strahlen und der Oberfläche entspricht dieser Gleichung.

Die von uns betrachteten Beziehungen spiegeln die quantitative Seite des Schwächungsvorgangs der Röntgenstrahlung wider. Lassen Sie uns kurz auf die qualitative Seite des Prozesses eingehen, also auf die physikalischen Prozesse, die zu einer Schwächung führen. Dies ist zum einen Absorption, d.h. die Umwandlung von Röntgenenergie in andere Energiearten und zweitens die Streuung, also Änderung der Ausbreitungsrichtung der Strahlung ohne Änderung der Wellenlänge (klassische Thompson-Streuung) und mit Änderung der Wellenlänge (Quantenstreuung oder Compton-Effekt).

1. Photoelektrische Absorption. Röntgenquanten können Elektronen aus den Elektronenhüllen von Materieatomen herausreißen. Sie werden üblicherweise Photoelektronen genannt. Wenn die Energie der einfallenden Quanten niedrig ist, schlagen sie Elektronen aus den äußeren Hüllen des Atoms heraus. Den Photoelektronen wird große kinetische Energie verliehen. Mit zunehmender Energie beginnen Röntgenquanten mit Elektronen in den tieferen Schalen des Atoms zu interagieren, deren Bindungsenergie an den Kern größer ist als die der Elektronen in den äußeren Schalen. Bei dieser Wechselwirkung wird fast die gesamte Energie der einfallenden Röntgenquanten absorbiert und ein Teil der an Photoelektronen abgegebenen Energie ist geringer als im ersten Fall. Zusätzlich zum Auftreten von Photoelektronen werden in diesem Fall Quanten charakteristischer Strahlung durch den Übergang von Elektronen von höheren Ebenen zu Ebenen emittiert, die näher am Kern liegen.

Durch die photoelektrische Absorption entsteht somit ein charakteristisches Spektrum eines bestimmten Stoffes – sekundäre charakteristische Strahlung. Wird ein Elektron aus der K-Schale ausgestoßen, so erscheint das gesamte für die bestrahlte Substanz charakteristische Linienspektrum.

Reis. 2.5. Spektrale Verteilung des Absorptionskoeffizienten.

Betrachten wir die Änderung des Massenabsorptionskoeffizienten t/r aufgrund der photoelektrischen Absorption in Abhängigkeit von der Wellenlänge l der einfallenden Röntgenstrahlung (Abb. 2.5). Die Brüche in der Kurve werden als Absorptionssprünge bezeichnet, die entsprechende Wellenlänge als Absorptionsgrenze. Jeder Sprung entspricht einem bestimmten Energieniveau des Atoms K, L, M usw. Bei l gr reicht die Energie des Röntgenphotons aus, um ein Elektron aus diesem Niveau herauszuschlagen, wodurch die Absorption von Röntgenquanten einer bestimmten Wellenlänge stark ansteigt. Der kürzeste Wellenlängensprung entspricht der Entfernung eines Elektrons vom K-Niveau, der zweite vom L-Niveau usw. Die komplexe Struktur der L- und M-Grenzen ist auf das Vorhandensein mehrerer Unterebenen in diesen Schalen zurückzuführen. Bei Röntgenstrahlung mit Wellenlängen etwas größer als l gr reicht die Energie der Quanten nicht aus, um ein Elektron aus der entsprechenden Hülle zu entfernen; der Stoff ist in diesem Spektralbereich relativ transparent.

Abhängigkeit des Absorptionskoeffizienten von l und Z mit dem photoelektrischen Effekt ist definiert als:

t/r = Cl 3 Z 3 (2.11)

wobei C der Proportionalitätskoeffizient ist, Z ist die Seriennummer des bestrahlten Elements, t/r ist der Massenabsorptionskoeffizient, l ist die Wellenlänge der einfallenden Röntgenstrahlung.

Diese Abhängigkeit beschreibt die Abschnitte der Kurve in Abb. 2.5 zwischen Absorptionssprüngen.

2. Klassische (kohärente) Streuung erklärt die Wellentheorie der Streuung. Es tritt auf, wenn ein Röntgenquant mit einem Elektron eines Atoms interagiert und die Energie des Quants nicht ausreicht, um das Elektron von einem bestimmten Niveau zu entfernen. In diesem Fall verursachen Röntgenstrahlen nach der klassischen Streutheorie erzwungene Schwingungen der gebundenen Elektronen von Atomen. Oszillierende Elektronen werden wie alle oszillierenden elektrischen Ladungen zu einer Quelle elektromagnetischer Wellen, die sich in alle Richtungen ausbreiten.

Die Interferenz dieser Kugelwellen führt zum Auftreten eines Beugungsmusters, das natürlich mit der Struktur des Kristalls zusammenhängt. Somit ist es die kohärente Streuung, die es ermöglicht, Beugungsmuster zu erhalten, anhand derer man die Struktur des streuenden Objekts beurteilen kann. Klassische Streuung tritt auf, wenn weiche Röntgenstrahlung mit Wellenlängen größer als 0,3 Å ein Medium durchdringt. Die Streukraft eines Atoms ist gleich:

, (2.12)

und ein Gramm Substanz

wobei I 0 die Intensität des einfallenden Röntgenstrahls ist, N die Avogadro-Zahl ist, A das Atomgewicht ist, Z– Seriennummer des Stoffes.

Von hier aus können wir den Massenkoeffizienten der klassischen Streuung der Klasse /r ermitteln, da er gleich P/I 0 oder ist .

Wenn wir alle Werte ersetzen, erhalten wir .

Da die meisten Elemente Z/A@0,5 (außer Wasserstoff), also

diese. Der Massenkoeffizient der klassischen Streuung ist für alle Stoffe ungefähr gleich und hängt nicht von der Wellenlänge der einfallenden Röntgenstrahlung ab.

3. Quantenstreuung (inkohärente Streuung).. Wenn eine Substanz mit harter Röntgenstrahlung (Wellenlänge unter 0,3 Å) interagiert, beginnt die Quantenstreuung eine bedeutende Rolle zu spielen, wenn eine Änderung der Wellenlänge der gestreuten Strahlung beobachtet wird. Dieses Phänomen kann nicht durch die Wellentheorie erklärt werden, wohl aber durch die Quantentheorie. Nach der Quantentheorie kann eine solche Wechselwirkung als Ergebnis einer elastischen Kollision von Röntgenquanten mit freien Elektronen (Elektronen der Außenschalen) angesehen werden. Röntgenquanten geben einen Teil ihrer Energie an diese Elektronen ab und bewirken deren Übergang in andere Energieniveaus. Die Elektronen, die Energie gewinnen, werden Rückstoßelektronen genannt. Röntgenquanten mit der Energie hn 0 weichen infolge einer solchen Kollision von der ursprünglichen Richtung um einen Winkel y ab und haben eine Energie hn 1, die kleiner ist als die Energie des einfallenden Quants. Die Abnahme der Streustrahlungsfrequenz wird durch die Beziehung bestimmt:

hn 1 = hn 0 - E-Abteilung, (2.15)

Dabei ist E rect die kinetische Energie des Rückstoßelektrons.

Theorie und Erfahrung zeigen, dass die Änderung der Frequenz oder Wellenlänge bei der Quantenstreuung nicht von der Ordnungszahl des Elements abhängt Z, hängt aber vom Streuwinkel ab. Dabei

l y - l 0 = l = ×(1 - cos y) @ 0,024 (1 - cosy), (2,16)

wobei l 0 und l y die Wellenlänge des Röntgenquants vor und nach der Streuung sind,

m 0 – Masse eines ruhenden Elektrons, C- Lichtgeschwindigkeit.

Aus den Formeln geht klar hervor, dass mit zunehmendem Streuwinkel l von 0 (bei y = 0°) auf 0,048 Å (bei y = 180°) ansteigt. Für weiche Strahlen mit einer Wellenlänge in der Größenordnung von 1 Å beträgt dieser Wert einen kleinen Prozentsatz von etwa 4–5 %. Aber für harte Strahlen (l = 0,05–0,01 Å) bedeutet eine Änderung der Wellenlänge um 0,05 Å eine Änderung von l um den Faktor zwei oder sogar mehrere.

Aufgrund der Tatsache, dass die Quantenstreuung inkohärent ist (l ist unterschiedlich, der Ausbreitungswinkel des reflektierten Quants ist unterschiedlich, es gibt kein strenges Muster bei der Ausbreitung gestreuter Wellen in Bezug auf das Kristallgitter), ist die Reihenfolge in der Anordnung von Atome hat keinen Einfluss auf die Natur der Quantenstreuung. Diese gestreuten Röntgenstrahlen sind an der Bildung des Gesamthintergrunds im Röntgenbild beteiligt. Die Abhängigkeit der Hintergrundintensität vom Streuwinkel kann theoretisch berechnet werden, was in der Röntgenbeugungsanalyse keine praktische Anwendung findet, weil Es gibt mehrere Gründe, warum ein Hintergrund auftritt, und seine Gesamtbedeutung lässt sich nicht einfach berechnen.

Die von uns betrachteten Prozesse der Photoelektronenabsorption, kohärenten und inkohärenten Streuung bestimmen hauptsächlich die Schwächung von Röntgenstrahlen. Darüber hinaus sind weitere Prozesse möglich, beispielsweise die Bildung von Elektron-Positron-Paaren durch die Wechselwirkung von Röntgenstrahlen mit Atomkernen. Unter dem Einfluss primärer Photoelektronen mit hoher kinetischer Energie sowie primärer Röntgenfluoreszenz können sekundäre, tertiäre usw. auftreten. charakteristische Strahlung und entsprechende Photoelektronen, jedoch mit geringeren Energien. Schließlich können einige Photoelektronen (und teilweise auch Rückstoßelektronen) die Potentialbarriere an der Oberfläche der Substanz überwinden und darüber hinausfliegen, d. h. Es kann ein externer photoelektrischer Effekt auftreten.

Alle genannten Phänomene haben jedoch einen viel geringeren Einfluss auf den Wert des Röntgenschwächungskoeffizienten. Für Röntgenstrahlen mit Wellenlängen von Zehnteln bis zu Einheiten von Angström, die üblicherweise in der Strukturanalyse verwendet werden, können alle diese Nebenwirkungen vernachlässigt werden und es kann davon ausgegangen werden, dass die Schwächung des primären Röntgenstrahls einerseits durch Streuung und andererseits durch Streuung erfolgt andererseits durch Absorptionsprozesse. Dann kann der Dämpfungskoeffizient als Summe zweier Koeffizienten dargestellt werden:

m/r = s/r + t/r , (2.17)

wobei s/r der Massenstreuungskoeffizient unter Berücksichtigung von Energieverlusten aufgrund kohärenter und inkohärenter Streuung ist; t/r ist der Massenabsorptionskoeffizient, der hauptsächlich Energieverluste aufgrund der photoelektrischen Absorption und Anregung charakteristischer Strahlen berücksichtigt.

Der Beitrag von Absorption und Streuung zur Schwächung des Röntgenstrahls ist nicht gleich. Bei Röntgenstrahlen, die in der Strukturanalyse verwendet werden, kann inkohärente Streuung vernachlässigt werden. Wenn wir berücksichtigen, dass die Größe der kohärenten Streuung ebenfalls klein und für alle Elemente annähernd konstant ist, können wir davon ausgehen

m/r » t/r , (2.18)

diese. dass die Schwächung des Röntgenstrahls hauptsächlich durch Absorption bestimmt wird. In dieser Hinsicht gelten die oben für den Massenabsorptionskoeffizienten während des photoelektrischen Effekts diskutierten Gesetze auch für den Massenschwächungskoeffizienten.

Strahlungsauswahl . Die Art der Abhängigkeit des Absorptionskoeffizienten (Dämpfungskoeffizienten) von der Wellenlänge bestimmt in gewissem Maße die Wahl der Strahlung in Strukturstudien. Eine starke Absorption im Kristall verringert die Intensität der Beugungsflecken im Röntgenbeugungsmuster erheblich. Darüber hinaus beleuchtet die bei starker Absorption auftretende Fluoreszenz den Film. Daher ist es unrentabel, bei Wellenlängen zu arbeiten, die etwas kürzer als die Absorptionsgrenze des untersuchten Stoffes sind. Dies lässt sich leicht anhand des Diagramms in Abb. verstehen. 2.6.

1. Wenn die Anode, die aus den gleichen Atomen besteht wie der untersuchte Stoff, strahlt, dann erhalten wir beispielsweise die Absorptionsgrenze

Abb.2.6. Änderung der Intensität der Röntgenstrahlung beim Durchgang durch einen Stoff.

Die K-Absorptionskante des Kristalls (Abb. 2.6, Kurve 1) wird gegenüber seiner charakteristischen Strahlung leicht in den kurzwelligen Bereich des Spektrums verschoben. Diese Verschiebung liegt in der Größenordnung von 0,01–0,02 Å relativ zu den Randlinien des Linienspektrums. Sie tritt immer am spektralen Ort der Emission und Absorption desselben Elements auf. Da der Absorptionssprung der Energie entspricht, die aufgewendet werden muss, um ein Elektron von einer Ebene außerhalb des Atoms zu entfernen, entspricht die härteste Linie der K-Serie dem Übergang zur K-Ebene von der am weitesten entfernten Ebene des Atoms. Es ist klar, dass die Energie E, die erforderlich ist, um ein Elektron aus dem Atom herauszureißen, immer etwas größer ist als die, die freigesetzt wird, wenn sich ein Elektron vom entferntesten Niveau zum gleichen K-Niveau bewegt. Aus Abb. 2.6 (Kurve 1) folgt daraus, dass, wenn Anode und untersuchter Kristall eine Substanz sind, die intensivste charakteristische Strahlung, insbesondere die Linien K a und K b, im Bereich der im Verhältnis zur Absorption schwachen Absorption des Kristalls liegt Grenze. Daher ist die Absorption dieser Strahlung durch den Kristall gering und die Fluoreszenz schwach.

2. Nehmen wir eine Anode, deren Ordnungszahl Z 1 größer als der untersuchte Kristall, dann verschiebt sich die Strahlung dieser Anode gemäß dem Moseley-Gesetz leicht in den kurzwelligen Bereich und liegt relativ zur Absorptionsgrenze derselben untersuchten Substanz, wie in Abb. 2.6, Kurve 2. Die Kb-Linie wird hier absorbiert, was zu einer Fluoreszenz führt, die das Schießen stören kann.

3. Wenn der Unterschied in den Ordnungszahlen 2–3 Einheiten beträgt Z, dann verschiebt sich das Emissionsspektrum einer solchen Anode noch weiter in den kurzwelligen Bereich (Abb. 2.6, Kurve 3). Dieser Fall ist noch ungünstiger, da erstens die Röntgenstrahlung stark abgeschwächt wird und zweitens der Film bei der Aufnahme durch starke Fluoreszenz beleuchtet wird.

Am besten geeignet ist daher eine Anode, deren charakteristische Strahlung im Bereich schwacher Absorption durch die zu untersuchende Probe liegt.

Filter. Der von uns betrachtete selektive Absorptionseffekt wird häufig zur Dämpfung des kurzwelligen Teils des Spektrums genutzt. Dazu wird eine mehrere Hundertstel dicke Folie in den Strahlengang gelegt mm. Die Folie besteht aus einem Stoff, dessen Seriennummer 1–2 Einheiten kleiner ist Z Anode. In diesem Fall liegt gemäß Abb. 2.6 (Kurve 2) die Kante des Absorptionsbandes der Folie zwischen den K a - und K b - Emissionslinien und die K b - Linie sowie das kontinuierliche Spektrum werden angezeigt stark geschwächt sein. Die Abschwächung von Kb-Strahlung im Vergleich zu Ka-Strahlung beträgt etwa 600. Somit haben wir b-Strahlung aus a-Strahlung herausgefiltert, deren Intensität sich nahezu nicht ändert. Der Filter kann eine Folie aus einem Material sein, dessen Seriennummer 1–2 Einheiten niedriger ist Z Anode. Beispielsweise bei Arbeiten an Molybdänstrahlung ( Z= 42), Zirkonium kann als Filter dienen ( Z= 40) und Niob ( Z= 41). In der Reihe Mn ( Z= 25), Fe ( Z= 26), Co ( Z= 27) jedes der vorhergehenden Elemente kann als Filter für das nachfolgende dienen.

Es ist klar, dass sich der Filter außerhalb der Kammer befinden muss, in der der Kristall fotografiert wird, damit der Film keinen Fluoreszenzstrahlen ausgesetzt wird.

Bei bei Hochspannung arbeiten Wie bei der Radiographie bei gewöhnlichen Spannungen müssen alle bekannten Methoden zur Bekämpfung der Streuröntgenstrahlung angewendet werden.

Menge gestreute Röntgenstrahlen nimmt mit abnehmendem Bestrahlungsfeld ab, was durch die Begrenzung des Durchmessers des Arbeitsröntgenstrahls erreicht wird. Mit einer Verringerung des Bestrahlungsfeldes verbessert sich wiederum die Auflösung des Röntgenbildes, d. h. die Mindestgröße des vom Auge erfassten Details nimmt ab. Um den Durchmesser des Arbeitsröntgenstrahls zu begrenzen, werden austauschbare Blenden oder Röhren noch lange nicht ausreichend eingesetzt.

Um die Menge zu reduzieren gestreute Röntgenstrahlen Wenn möglich, sollte Komprimierung verwendet werden. Bei der Kompression nimmt die Dicke des Untersuchungsobjekts ab und natürlich gibt es weniger Bildungszentren für gestreute Röntgenstrahlung. Zur Kompression werden spezielle Kompressionsgurte verwendet, die in Röntgendiagnostikgeräten enthalten sind, aber nicht oft genug verwendet werden.

Menge an Streustrahlung nimmt mit zunehmendem Abstand zwischen Röntgenröhre und Film ab. Durch Vergrößerung dieses Abstands und der entsprechenden Apertur wird ein weniger divergenter Arbeitsstrahl aus Röntgenstrahlen erhalten. Mit zunehmendem Abstand zwischen Röntgenröhre und Film ist es notwendig, das Bestrahlungsfeld auf die kleinstmögliche Größe zu reduzieren. In diesem Fall sollte das Untersuchungsgebiet nicht „abgeschnitten“ werden.

Zu diesem Zweck in jüngster Zeit Entwürfe Röntgendiagnostikgeräte verfügen über eine Pyramidenröhre mit Lichtzentralisator. Mit seiner Hilfe ist es nicht nur möglich, den zu fotografierenden Bereich einzuschränken, um die Qualität des Röntgenbildes zu verbessern, sondern auch eine unnötige Bestrahlung derjenigen Teile des menschlichen Körpers zu vermeiden, die keiner Röntgenaufnahme ausgesetzt sind.

Um die Menge zu reduzieren gestreute Röntgenstrahlen Der zu untersuchende Teil des Objekts sollte möglichst nah am Röntgenfilm liegen. Dies gilt nicht für die Direktvergrößerungsradiographie. Bei der Radiographie mit direkter Bildvergrößerung erreicht die Streubeobachtung den Röntgenfilm praktisch nicht.

Sandsäcke verwendet für Fixierung Das Untersuchungsobjekt sollte weiter von der Kassette entfernt sein, da Sand ein gutes Medium für die Bildung gestreuter Röntgenstrahlung ist.

Mit Röntgen, hergestellt auf einem Tisch ohne Verwendung eines Siebgitters, sollte eine größtmögliche Bleigummiplatte unter die Kassette oder den Umschlag mit Folie gelegt werden.
Zur Absorption gestreute Röntgenstrahlen Dabei kommen abschirmende Röntgengitter zum Einsatz, die diese Strahlen beim Austritt aus dem menschlichen Körper absorbieren.

Technik beherrschen Röntgenproduktion Bei erhöhten Spannungen an der Röntgenröhre kommt man genau auf diesem Weg dem idealen Röntgenbild näher, also einem Bild, in dem sowohl Knochen als auch Weichgewebe im Detail gut sichtbar sind.

Unter Röntgenbeugung versteht man die Streuung von Röntgenstrahlen an Kristallen oder Molekülen von Flüssigkeiten und Gasen, bei der aus dem ursprünglichen Strahlenbündel sekundäre abgelenkte Strahlen (Beugungsstrahlen) gleicher Wellenlänge entstehen, die durch die Wechselwirkung primärer Röntgenstrahlen entstehen mit Elektronen der Substanz. Richtung und Intensität der Sekundärstrahlen hängen von der Struktur des Streuobjekts ab. Gebeugte Strahlen machen einen Teil der gesamten von der Materie gestreuten Röntgenstrahlung aus. Neben der Streuung ohne Wellenlängenänderung wird auch eine Streuung mit Wellenlängenänderung beobachtet – die sogenannte Compton-Streuung. Das Phänomen der Röntgenbeugung, das ihre Wellennatur beweist, wurde erstmals 1912 von den deutschen Physikern M. Laue, W. Friedrich und P. Knipping experimentell an Kristallen entdeckt.

Der Kristall ist ein natürliches dreidimensionales Beugungsgitter für Röntgenstrahlen, da der Abstand zwischen den Streuzentren (Atomen) im Kristall in der gleichen Größenordnung liegt wie die Wellenlänge der Röntgenstrahlen (~1Å=10-8 cm). Die Beugung von Röntgenstrahlen an Kristallen kann als selektive Reflexion von Röntgenstrahlen an Systemen atomarer Ebenen des Kristallgitters betrachtet werden. Die Richtung der Beugungsmaxima erfüllt gleichzeitig drei durch die Laue-Gleichungen bestimmte Bedingungen.
Das Beugungsmuster wird aus einem stationären Kristall mit Röntgenstrahlung mit kontinuierlichem Spektrum (dem sogenannten Lauegramm) oder aus einem rotierenden oder oszillierenden Kristall, der mit monochromatischer Röntgenstrahlung beleuchtet wird, oder aus einem Polykristall, der mit monochromatischer Strahlung beleuchtet wird, gewonnen. Die Intensität des gebeugten Strahls hängt vom Strukturfaktor ab, der durch die atomaren Faktoren der Atome des Kristalls, ihre Position innerhalb der Elementarzelle des Kristalls und die Art der thermischen Schwingungen der Atome bestimmt wird. Der Strukturfaktor hängt von der Symmetrie der Anordnung der Atome in der Elementarzelle ab. Die Intensität des gebeugten Strahls hängt von der Größe und Form des Objekts sowie von der Perfektion des Kristalls ab.
Die Beugung von Röntgenstrahlen an polykristallinen Körpern führt zur Bildung von Sekundärstrahlenkegeln. Die Achse des Kegels ist der Primärstrahl und der Öffnungswinkel des Kegels beträgt 4J (J ist der Winkel zwischen der reflektierenden Ebene und dem einfallenden Strahl). Jeder Kegel entspricht einer bestimmten Familie von Kristallebenen. An der Entstehung des Kegels sind alle Kristalle beteiligt, deren Ebenenschar in einem Winkel J zum einfallenden Strahl steht. Wenn die Kristalle klein sind und ihre Anzahl pro Volumeneinheit sehr groß ist, ist der Strahlenkegel kontinuierlich. Bei Textur, also dem Vorliegen einer Vorzugsorientierung der Kristalle, besteht das Beugungsmuster (Röntgenmuster) aus ungleichmäßig geschwärzten Ringen.

Im Gegensatz zu vielen damals weit verbreiteten Spekulationen über die Struktur des Atoms basierte Thomsons Modell auf physikalischen Fakten, die nicht nur das Modell rechtfertigten, sondern auch bestimmte Hinweise auf die Anzahl der Teilchen in einem Atom gaben. Die erste dieser Tatsachen ist die Streuung von Röntgenstrahlen oder, wie Thomson sagte, das Auftreten sekundärer Röntgenstrahlen. Thomson betrachtet Röntgenstrahlen als elektromagnetische Pulsationen. Wenn solche Pulsationen auf Atome treffen, die Elektronen enthalten, emittieren die Elektronen, die in eine beschleunigte Bewegung geraten, wie durch die Larmor-Formel beschrieben. Die pro Zeiteinheit von Elektronen in einer Volumeneinheit emittierte Energiemenge beträgt

wobei N die Anzahl der Elektronen (Körperchen) pro Volumeneinheit ist. Andererseits die Elektronenbeschleunigung

wobei E p die Feldstärke der Primärstrahlung ist. Folglich ist die Intensität der Streustrahlung

Da die Intensität der einfallenden Strahlung nach dem Satz von Poynting gleich ist

dann das Verhältnis von Streuenergie zu Primärenergie

Charles Glover Barcla, der 1917 den Nobelpreis für die Entdeckung der charakteristischen Röntgenstrahlung erhielt, war von 1899 bis 1902. Als „Forschungsstudent“ (Doktorand) bei Thomson in Cambridge begann er sich für Röntgenstrahlen zu interessieren. Im Jahr 1902 war er Lehrer am University College in Liverpool und entdeckte hier im Jahr 1904 bei der Untersuchung sekundärer Röntgenstrahlung deren Polarisation, die durchaus mit Thomsons theoretischen Vorhersagen übereinstimmte. Im letzten Experiment von 1906 ließ Barkla den Primärstrahl an Kohlenstoffatomen streuen. Der gestreute Strahl fiel senkrecht zum Primärstrahl und wurde erneut am Kohlenstoff gestreut. Dieser Tertiärstrahl war vollständig polarisiert.

Bei der Untersuchung der Streuung von Röntgenstrahlen an leichten Atomen stellte Barcla 1904 fest, dass die Sekundärstrahlen die gleiche Natur hatten wie die Primärstrahlen. Für das Verhältnis der Intensität der Sekundärstrahlung zur Primärstrahlung fand er einen von der Primärstrahlung unabhängigen und zur Dichte des Stoffes proportionalen Wert:

Aus Thomsons Formel

Aber Dichte = n A / L, wobei A das Atomgewicht des Atoms und n die Anzahl der Atome darin ist 1cm3, L ist Avogadros Zahl. Somit,

Wenn wir die Anzahl der Teilchen in einem Atom gleich Z setzen, dann ist N = nZ und

Wenn wir die Werte von e, m, L auf der rechten Seite dieses Ausdrucks einsetzen, finden wir K. Im Jahr 1906, als die Zahlen e und m nicht genau bekannt waren, fand Thomson dies aus Barkles Messungen für Luft Z = A, d. h. die Anzahl der Teilchen in einem Atom ist gleich dem Atomgewicht. Der von Barkle bereits 1904 ermittelte K-Wert für leichte Atome betrug K = 0,2. Aber im Jahr 1911 erhielt Barkla unter Verwendung der aktualisierten Daten von Bucherer für e/m die Werte von e und L Rutherford Und Geiger, erhalten K = 0,4, und deshalb, Z = 1/2. Wie sich wenig später herausstellte, gilt dieser Zusammenhang auch im Bereich leichter Kerne (mit Ausnahme von Wasserstoff).

Thomsons Theorie trug zur Klärung einer Reihe von Fragen bei, ließ jedoch noch mehr Fragen offen. Den entscheidenden Schlag gegen dieses Modell versetzten Rutherfords Experimente im Jahr 1911, auf die später noch eingegangen wird.

Ein ähnliches Ringmodell des Atoms wurde 1903 von einem japanischen Physiker vorgeschlagen Nagaoka. Er vermutete, dass sich im Zentrum des Atoms eine positive Ladung befindet, um die sich Ringe aus Elektronen drehen, ähnlich den Ringen des Saturn. Es gelang ihm, die Schwingungsperioden zu berechnen, die Elektronen bei geringfügigen Verschiebungen in ihren Bahnen ausführen. Die so erhaltenen Frequenzen beschrieben mehr oder weniger näherungsweise die Spektrallinien einiger Elemente*.

* (Es sollte auch beachtet werden, dass das Planetenmodell des Atoms im Jahr 1901 vorgeschlagen wurde. J. Perrin. Er erwähnte diesen Versuch in seiner Nobelvorlesung vom 11. Dezember 1926.)

Am 25. September 1905 hielt V. Wien auf dem 77. Kongress Deutscher Naturforscher und Ärzte einen Bericht über Elektronen. In diesem Bericht sagte er übrigens Folgendes: „Die Erklärung von Spektrallinien stellt auch für die elektronische Theorie eine große Schwierigkeit dar. Denn jedes Element entspricht einer bestimmten Gruppierung von Spektrallinien, die es im Lumineszenzzustand aussendet.“ Das Atom muss ein unveränderliches System darstellen. Am einfachsten wäre es, sich das Atom als Planetensystem vorzustellen, das aus einem positiv geladenen Zentrum besteht, um das negative Elektronen wie Planeten kreisen. Ein solches System kann jedoch aufgrund der von den Elektronen emittierten Energie nicht unverändert sein Deshalb sind wir gezwungen, uns einem System zuzuwenden, in dem die Elektronen relativ ruhen oder vernachlässigbare Geschwindigkeiten haben – ein Konzept, das viele zweifelhafte Dinge enthält.“

Diese Zweifel verstärkten sich noch, als neue mysteriöse Eigenschaften von Strahlung und Atomen entdeckt wurden.