A röntgendiffrakció a röntgensugarak szóródása, amelyben a kezdeti sugárnyalábból azonos hullámhosszú másodlagos elhajlított nyalábok jelennek meg, amelyek az elsődleges röntgensugárzásnak az anyag elektronjaival való kölcsönhatásából erednek. A szekunder nyalábok iránya és intenzitása a szóró tárgy szerkezetétől (szerkezetétől) függ.

2.2.1 A röntgensugárzás elektronok általi szórása

A röntgensugarak, amelyek elektromágneses hullámok, és a vizsgált tárgyra irányulnak, egy, az atommaghoz gyengén kapcsolódó elektronra hatnak, és oszcilláló mozgásba hozzák azt. Amikor egy töltött részecske oszcillál, elektromágneses hullámokat bocsátanak ki. Gyakoriságuk megegyezik a töltésrezgések frekvenciájával, következésképpen a térrezgések frekvenciájával az „elsődleges” röntgensugarak nyalábjában. Ez koherens sugárzás. Fontos szerepet játszik a szerkezet tanulmányozásában, mivel ez vesz részt az interferenciamintázat létrehozásában. Tehát, ha röntgensugárzásnak vannak kitéve, egy oszcilláló elektron elektromágneses sugárzást bocsát ki, ezáltal „szórja” a röntgensugarakat. Ez a röntgendiffrakció. Ebben az esetben az elektron a röntgensugárzásból kapott energia egy részét elnyeli, egy részét pedig szórt sugár formájában szabadítja fel. Ezek a különböző elektronok által szórt sugarak interferálnak egymással, azaz kölcsönhatásba lépnek, összeadódnak és nemcsak erősíthetik, hanem gyengíthetik is, valamint ki is olthatják (a röntgendiffrakciós elemzésben fontos szerepet játszanak a kioltás törvényei). ). Emlékeztetni kell arra, hogy az interferenciamintázatot létrehozó sugarak és a röntgensugarak koherensek, azaz. A röntgensugárzás a hullámhossz megváltoztatása nélkül történik.

2.2.2 A röntgensugárzás atomok általi szórása

A röntgensugárzás atomok általi szórása abban különbözik a szabad elektronok szóródásától, hogy az atom külső héja tartalmazhat Z-elektronokat, amelyek mindegyike, mint egy szabad elektron, másodlagos koherens sugárzást bocsát ki. Az atomok elektronjai által szórt sugárzást ezeknek a hullámoknak a szuperpozíciójaként határozzuk meg, azaz. atomon belüli interferencia lép fel. A Z elektront tartalmazó A a atom által szórt röntgensugárzás amplitúdója egyenlő

A a = A e F (5)

ahol F a szerkezeti tényező.

A szerkezeti amplitúdó négyzete azt jelzi, hogy egy atom által szórt sugárzás intenzitása hányszor nagyobb, mint egy elektron szórt sugárzásának intenzitása:

Az I a atomi amplitúdót az anyag atomjában lévő elektronok eloszlása ​​határozza meg, az atomi amplitúdó értékét elemezve kiszámítható az elektronok eloszlása ​​az atomban.

2.2.3 A röntgensugárzás kristályrács általi szóródása

A gyakorlati munka szempontjából a legnagyobb érdeklődés. A röntgensugarak interferenciájának elméletét először Laue támasztotta alá. Lehetővé tette a röntgenfelvételeken az interferenciamaximumok elhelyezkedésének elméleti kiszámítását.

Az interferenciahatás széles körű gyakorlati alkalmazása azonban csak azután vált lehetségessé, hogy az angol fizikusok (Bragg apa és fia) és egyúttal az orosz krisztallográfus G.V. Wulff egy rendkívül egyszerű elméletet hozott létre azzal, hogy egyszerűbb összefüggést fedezett fel a röntgendiffrakciós mintázat interferenciamaximumainak elhelyezkedése és a térháló szerkezete között. Ugyanakkor a kristályt nem atomrendszernek, hanem atomi síkrendszernek tekintették, ami arra utal, hogy a röntgensugarak tükörképes visszaverődést tapasztalnak az atomi síkokról.

A 11. ábrán az S 0 beeső sugár és az S HKL sík által eltérített nyaláb (HKL) látható.

A visszaverődés törvényének megfelelően ennek a síknak merőlegesnek kell lennie arra a síkra, amelyben az S0 és SHKL sugarak fekszenek, és a köztük lévő szöget ketté kell osztani, azaz. a beeső sugár folytatása és az eltérített sugár közötti szög 2q.

A térháló számos P 1, P 2, P 3 ... síkból épül fel.

Tekintsük egy ilyen párhuzamos rendszer kölcsönhatását; primer sugárral rendelkező síkok két szomszédos P és P 1 sík példájával (12. ábra):

Rizs. 12. A Wolf-Bragg formula levezetéséhez

Az SO és S 1 O 1 párhuzamos sugarak az O és O 1 pontokban q szöget zárnak be a P és P 1 síkkal. Ráadásul a hullám az O 1 pontba a hullámok útja különbségével egyenlő késéssel érkezik, ami egyenlő: AO 1 = d sinq. Ezek a sugarak ugyanabban a szögben tükröződnek vissza a P és P 1 síkokról. q. A visszavert hullámok útjában a különbség O 1 B = d sinq . Halmozott útkülönbség Dl=2d sinq. A két síkról visszaverődő, síkhullám formájában terjedő sugarak interferálnak egymással.

Mindkét rezgés fáziskülönbsége egyenlő:

(7)

A (7) egyenletből az következik, hogy ha a sugarak útkülönbsége egy egész számú hullám többszöröse, Dl=nl=2d sinq, a fáziskülönbség 2p többszöröse lesz, azaz. az oszcillációk ugyanabban a fázisban lesznek, az egyik hullám „púpja” egybeesik a másik hullám „púpjával”, a rezgések pedig erősítik egymást. Ebben az esetben interferenciacsúcs figyelhető meg a röntgendiffrakciós mintán. Így azt kapjuk, hogy a 2d sinq = nl (8) egyenlőség (ahol n egy egész szám, amelyet a visszaverődési sorrendnek neveznek, és a szomszédos síkok által visszavert sugarak útjának különbsége határozza meg)

az interferenciamaximum elérésének feltétele. A (8) egyenletet Wulff-Bragg képletnek nevezzük. Ez a képlet a röntgendiffrakciós elemzés alapja. Emlékeztetni kell arra, hogy a bevezetett „atomsíkról való visszaverődés” kifejezés feltételes.

A Wulff-Bragg képletből az következik, hogy ha egy l hullámhosszú röntgensugár olyan síkpárhuzamos síkok családjára esik, amelyek távolsága d, akkor addig nem lesz visszaverődés (interferencia maximum) a sugarak iránya és a felület közötti szög megfelel ennek az egyenletnek.

Az általunk vizsgált összefüggések a röntgensugárzás csillapítási folyamatának mennyiségi oldalát tükrözik. Röviden térjünk ki a folyamat minőségi oldalára, vagy azokra a fizikai folyamatokra, amelyek gyengülést okoznak. Ez egyrészt a felszívódás, i.e. a röntgenenergia átalakítása más típusú energiává, másodsorban pedig a szórás, i.e. a sugárzás terjedési irányának megváltoztatása a hullámhossz megváltoztatása nélkül (klasszikus Thompson-szórás) és a hullámhossz változtatásával (kvantumszórás vagy Compton-effektus).

1. Fotoelektromos abszorpció. A röntgenkvantumok elektronokat szakíthatnak le az anyagatomok elektronhéjáról. Általában fotoelektronoknak nevezik őket. Ha a beeső kvantumok energiája alacsony, akkor kiütik az elektronokat az atom külső héjából. A fotoelektronok nagy mozgási energiát kapnak. Az energia növekedésével a röntgenkvantumok kölcsönhatásba kezdenek az atom mélyebb héjaiban elhelyezkedő elektronokkal, amelyek kötési energiája az atommaggal nagyobb, mint a külső héjakban lévő elektronoké. Ezzel a kölcsönhatással a beeső röntgenkvantumok szinte teljes energiája elnyelődik, és a fotoelektronoknak adott energia egy része kisebb, mint az első esetben. A fotoelektronok megjelenése mellett ebben az esetben karakterisztikus sugárzáskvantumokat bocsátanak ki az elektronok magasabb szintekről az atommaghoz közelebbi szintekre való átmenete miatt.

Így a fotoelektromos abszorpció eredményeként megjelenik egy adott anyag jellemző spektruma - másodlagos karakterisztikus sugárzás. Ha egy elektron kilökődik a K-héjból, akkor megjelenik a besugárzott anyagra jellemző teljes vonalspektrum.

Rizs. 2.5. Az abszorpciós együttható spektrális eloszlása.

Tekintsük a fotoelektromos abszorpció hatására bekövetkező t/r tömegabszorpciós együttható változását a beeső röntgensugárzás l hullámhosszától függően (2.5. ábra). A görbe töréseit abszorpciós ugrásnak, a megfelelő hullámhosszt pedig abszorpciós határnak nevezzük. Minden egyes ugrás megfelel a K, L, M stb. atom egy bizonyos energiaszintjének. Az l gr-nél a röntgenfoton energiája elegendőnek bizonyul egy elektron kiütésére erről a szintről, aminek következtében az adott hullámhosszú röntgenkvantumok abszorpciója meredeken megnő. A legrövidebb hullámhosszugrás egy elektron eltávolításának felel meg a K-szintről, a második az L-szintről stb. Az L és M határok összetett szerkezete annak köszönhető, hogy ezekben a héjakban több alszint található. Az l gr-nél valamivel nagyobb hullámhosszú röntgensugárzásnál a kvantum energiája nem elegendő egy elektron eltávolításához a megfelelő héjból, az anyag viszonylag átlátszó ebben a spektrumtartományban.

Az abszorpciós együttható függése l-től és Z a fotoelektromos hatást a következőképpen határozzuk meg:

t/r = Cl 3 Z 3 (2.11)

ahol C az arányossági együttható, Z a besugárzott elem sorozatszáma, t/r a tömegelnyelési együttható, l a beeső röntgensugárzás hullámhossza.

Ez a függőség leírja a 2.5. ábrán látható görbe abszorpciós ugrások közötti szakaszait.

2. Klasszikus (koherens) szóródás magyarázza a szórás hullámelméletét. Akkor fordul elő, amikor egy röntgenkvantum kölcsönhatásba lép egy atom elektronjával, és a kvantum energiája nem elegendő az elektron eltávolításához egy adott szintről. Ebben az esetben a klasszikus szóráselmélet szerint a röntgensugárzás az atomok kötött elektronjainak kényszerrezgéseit okozza. Az oszcilláló elektronok, mint minden rezgő elektromos töltés, minden irányba terjedő elektromágneses hullámok forrásává válnak.

Ezeknek a gömbhullámoknak az interferenciája diffrakciós mintázat megjelenéséhez vezet, amely természetesen a kristály szerkezetéhez kapcsolódik. Így éppen a koherens szórás az, ami lehetővé teszi olyan diffrakciós mintázatok készítését, amelyek alapján meg lehet ítélni a szóró tárgy szerkezetét. A klasszikus szórás akkor következik be, amikor a 0,3Å-nél nagyobb hullámhosszú lágy röntgensugárzás áthalad egy közegen. Egy atom szórási ereje egyenlő:

, (2.12)

és egy gramm anyagot

ahol I 0 a beeső röntgensugár intenzitása, N Avogadro száma, A az atomtömeg, Z– az anyag sorozatszáma.

Innen megtaláljuk a klasszikus szórás /r osztályú tömegegyütthatóját, mivel egyenlő P/I 0 ill. .

Az összes értéket behelyettesítve kapjuk .

Mivel a legtöbb elem Z/A 0,5 (a hidrogén kivételével), majd

azok. A klasszikus szórás tömegegyütthatója minden anyagra megközelítőleg azonos, és nem függ a beeső röntgensugárzás hullámhosszától.

3. Kvantum (inkoherens) szórás. Amikor egy anyag kölcsönhatásba lép kemény röntgensugárzással (hullámhossza kisebb, mint 0,3Å), a kvantumszórás jelentős szerepet kezd játszani, amikor a szórt sugárzás hullámhosszának változását észlelik. Ez a jelenség nem magyarázható hullámelmélettel, de a kvantumelmélettel megmagyarázza. A kvantumelmélet szerint egy ilyen kölcsönhatás a röntgenkvantumok szabad elektronokkal (a külső héjak elektronjaival) való rugalmas ütközésének eredményének tekinthető. A röntgenkvantumok energiájuk egy részét ezeknek az elektronoknak adják át, és átmenetet okoznak más energiaszintekre. Az energiát nyerő elektronokat visszarúgás elektronoknak nevezzük. A hn 0 energiájú röntgenkvantumok ilyen ütközés következtében y szöggel eltérnek az eredeti iránytól, és hn 1 energiával kisebbek lesznek, mint a beeső kvantum energiája. A szórt sugárzás gyakoriságának csökkenését a következő összefüggés határozza meg:

hn 1 = hn 0 - E osztály, (2.15)

ahol E rect a visszapattanó elektron mozgási energiája.

Az elmélet és a tapasztalat azt mutatja, hogy a frekvencia vagy a hullámhossz változása a kvantumszórás során nem függ az elem sorszámától Z, de a szórási szögtől függ. Ahol

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

ahol l 0 és l y a röntgenkvantum hullámhossza a szórás előtt és után,

m 0 – nyugalmi elektron tömege, c- fénysebesség.

A képletekből jól látható, hogy a szórási szög növekedésével l 0-ról (y = 0°-nál) 0,048 Å-re (y = 180°-nál) nő. Az 1Å nagyságrendű hullámhosszú lágy sugarak esetében ez az érték kis százalék, körülbelül 4–5%. De kemény sugarak esetén (l = 0,05–0,01 Å) a hullámhossz 0,05 Å-nyi változása az l kétszeres vagy akár többszörös változását jelenti.

A kvantumszórás inkoherens (l eltérő, a visszavert kvantum terjedési szöge eltérő, a szórt hullámok kristályrácshoz viszonyított terjedésében nincs szigorú minta) elrendezésének sorrendje miatt. atomok nem befolyásolják a kvantumszórás természetét. Ezek a szórt röntgensugarak részt vesznek a röntgenkép általános hátterének létrehozásában. A háttérintenzitás szórási szögtől való függése elméletileg kiszámítható, aminek a röntgendiffrakciós elemzésben nincs gyakorlati alkalmazása, mert A háttér kialakulásának több oka is van, és ennek általános jelentőségét nem lehet könnyen kiszámítani.

Az általunk vizsgált fotoelektron-abszorpciós, koherens és inkoherens szórási folyamatok elsősorban a röntgensugarak csillapítását határozzák meg. Rajtuk kívül más folyamatok is lehetségesek, például elektron-pozitron párok kialakulása a röntgensugárzás és az atommagok kölcsönhatása eredményeként. A nagy kinetikus energiájú primer fotoelektronok, valamint primer röntgenfluoreszcencia hatására szekunder, tercier stb. karakterisztikus sugárzás és a megfelelő fotoelektronok, de kisebb energiájú. Végül egyes fotoelektronok (és részben visszapattanó elektronok) képesek leküzdeni az anyag felszínén lévő potenciálgátat és túlrepülni, pl. külső fotoelektromos hatás léphet fel.

Az összes megfigyelt jelenség azonban sokkal kisebb hatással van a röntgencsillapítási együttható értékére. A szerkezetanalízisben általában használt, tizedtől angström egységig terjedő hullámhosszú röntgensugaraknál mindezen mellékhatások figyelmen kívül hagyhatók, és feltételezhető, hogy az elsődleges röntgensugár csillapítása egyrészt a szóródás, ill. másrészt abszorpciós folyamatok eredményeként. Ekkor a csillapítási együttható két együttható összegeként ábrázolható:

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

ahol s/r a tömegszórási együttható, figyelembe véve a koherens és inkoherens szórásból eredő energiaveszteségeket; t/r a tömegelnyelési együttható, amely elsősorban a fotoelektromos abszorpcióból és a karakterisztikus sugarak gerjesztéséből eredő energiaveszteségeket veszi figyelembe.

Az abszorpció és a szórás hozzájárulása a röntgensugár csillapításához nem egyenlő. A szerkezetelemzésben használt röntgensugaraknál az inkoherens szóródás elhanyagolható. Ha figyelembe vesszük, hogy a koherens szórás nagysága is kicsi és megközelítőleg állandó minden elemre, akkor feltételezhetjük, hogy

m/r » t/r , (2,18)

azok. hogy a röntgensugár csillapítását főként az abszorpció határozza meg. Ebben a tekintetben a fotoelektromos hatás alatti tömegelnyelési együtthatóra fentebb tárgyalt törvények érvényesek a tömegcsillapítási együtthatóra is.

Sugárzás kiválasztása . Az abszorpciós (csillapítási) együttható hullámhossztól való függésének jellege bizonyos mértékig meghatározza a sugárzás kiválasztását a szerkezeti vizsgálatok során. Az erős abszorpció a kristályban jelentősen csökkenti a diffrakciós foltok intenzitását a röntgendiffrakciós mintában. Ezenkívül az erős abszorpció során fellépő fluoreszcencia megvilágítja a filmet. Ezért nem kifizetődő a vizsgált anyag abszorpciós határánál valamivel rövidebb hullámhosszokon dolgozni. Ez könnyen megérthető az ábra diagramjából. 2.6.

1. Ha a vizsgált anyaggal azonos atomokból álló anód kisugárzik, akkor azt kapjuk, hogy az abszorpciós határ pl.

2.6. A röntgensugárzás intenzitásának változása anyagon való áthaladáskor.

A kristály abszorpciójának K-éle (2.6. ábra, 1. görbe) a jellegzetes sugárzáshoz képest kissé eltolódik a spektrum rövidhullámú tartományába. Ez az eltolódás 0,01–0,02 Å nagyságrendű a vonalspektrum élvonalaihoz képest. Mindig ugyanazon elem emissziójának és abszorpciójának spektrális pozíciójában fordul elő. Mivel az abszorpciós ugrás annak az energiának felel meg, amelyet el kell fordítani egy elektron eltávolításához az atomon kívüli szintről, a legkeményebb K-sor az atom legtávolabbi szintjéről a K-szintre való átmenetnek felel meg. Nyilvánvaló, hogy az elektronnak az atomból való kitépéséhez szükséges E energia mindig valamivel nagyobb, mint ami akkor szabadul fel, amikor egy elektron a legtávolabbi szintről ugyanarra a K-szintre kerül. ábrából 2.6 (1. görbe) ebből az következik, hogy ha az anód és a vizsgált kristály egy anyag, akkor a legintenzívebb jellemző sugárzás, különösen a K a és K b vonalak a kristály abszorpcióhoz viszonyított gyenge abszorpciójának tartományában találhatók. határ. Ezért az ilyen sugárzásnak a kristály általi elnyelése alacsony, és a fluoreszcencia gyenge.

2. Ha veszünk egy anódot, amelynek rendszáma Z 1 nagyobb, mint a vizsgált kristály, akkor ennek az anódnak a sugárzása a Moseley-törvény szerint kissé eltolódik a rövidhullámú tartományba, és ugyanazon vizsgált anyag abszorpciós határához viszonyítva helyezkedik el, amint az az ábrán látható. 2.6, 2. görbe. A Kb vonal itt elnyelődik, ami fluoreszcenciát eredményez, ami zavarhatja a felvételt.

3. Ha az atomszámok különbsége 2–3 egység Z, akkor egy ilyen anód emissziós spektruma még tovább tolódik a rövidhullámú tartományba (2.6. ábra, 3. görbe). Ez az eset még kedvezőtlenebb, mivel egyrészt a röntgensugárzás erősen csillapodik, másrészt erős fluoreszcencia világítja meg a filmet felvétel közben.

A legalkalmasabb tehát egy olyan anód, amelynek jellemző sugárzása a vizsgált minta gyenge abszorpciós tartományában van.

Szűrők. Az általunk vizsgált szelektív abszorpciós hatást széles körben használják a spektrum rövid hullámhosszú részének csillapítására. Ehhez több század vastagságú fóliát helyeznek a sugarak útjába mm. A fólia olyan anyagból készül, amelynek sorozatszáma 1-2 egységgel kisebb, mint Z anód. Ebben az esetben a 2.6. ábra (2. görbe) szerint a fólia abszorpciós sávjának széle a K a - és a K b - emissziós vonalak közé esik, és a K b - vonal, valamint a folytonos spektrum erősen legyengüljön. A K b csillapítása a K a sugárzáshoz képest kb. 600. Így egy olyan sugárzásból szűrtük ki a b sugárzást, amelynek intenzitása szinte nem változik. A szűrő 1-2 egységgel kisebb sorozatszámú anyagból készült fólia lehet Z anód. Például ha molibdén sugárzáson dolgozik ( Z= 42), a cirkónium szűrőként szolgálhat ( Z= 40) és nióbium ( Z= 41). Az Mn sorozatban ( Z= 25), Fe ( Z= 26), Co ( Z= 27) az előző elemek mindegyike szűrőként szolgálhat a következőhöz.

Nyilvánvaló, hogy a szűrőt azon a kamrán kívül kell elhelyezni, amelyben a kristályt lefényképezik, hogy a filmet ne érje fluoreszcens sugarak.

Nál nél magas feszültségen dolgozni, mint a normál feszültségű radiográfiánál, a szórt röntgensugárzás elleni küzdelem minden ismert módszerét alkalmazni kell.

Mennyiség szórt röntgensugarak csökken a besugárzási tér csökkenésével, ami a működő röntgensugár átmérőjének korlátozásával érhető el. A besugárzási tér csökkenésével viszont javul a röntgenkép felbontása, azaz csökken a szem által észlelt részlet minimális mérete. A működő röntgensugár átmérőjének korlátozása érdekében a cserélhető membránokat vagy csöveket még mindig nem használják eléggé.

Az összeg csökkentésére szórt röntgensugarak Lehetőség szerint kompressziót kell alkalmazni. A tömörítés során a vizsgált tárgy vastagsága csökken, és természetesen kevesebb a szórt röntgensugárzás képződési központja. A kompresszióhoz speciális kompressziós hevedereket használnak, amelyek a röntgendiagnosztikai berendezések részét képezik, de nem használják őket elég gyakran.

A szórt sugárzás mennyisége csökken a röntgencső és a film közötti távolság növekedésével. Ennek a távolságnak és a megfelelő rekesznyílásnak a növelésével kevésbé divergens röntgensugarat kapunk. A röntgencső és a film közötti távolság növekedésével a besugárzási mezőt a lehető legkisebb méretre kell csökkenteni. Ebben az esetben a vizsgált területet nem szabad „levágni”.

Ennek érdekében a közelmúltban tervez A röntgendiagnosztikai eszközök piramis alakú csővel rendelkeznek, fényközpontosítóval. Segítségével nemcsak a fényképezett terület korlátozása lehetséges a röntgenkép minőségének javítása érdekében, hanem az emberi test azon részeinek szükségtelen besugárzása is, amelyek nem esnek radiográfiának alá.

Az összeg csökkentésére szórt röntgensugarak A vizsgált tárgynak a lehető legközelebb kell lennie a röntgenfilmhez. Ez nem vonatkozik a közvetlen nagyítású radiográfiára. A közvetlen képnagyítással végzett radiográfiában a szórt megfigyelés gyakorlatilag nem éri el a röntgenfilmet.

Használt homokzsákok rögzítés a vizsgált tárgyat a kazettától távolabb kell elhelyezni, mivel a homok jó közeg a szórt röntgensugárzás kialakulásához.

Röntgenfelvétellel, asztalon, szűrőrács használata nélkül előállítva a lehető legnagyobb méretű ólmozott gumi lapot kell a fóliával ellátott kazetta vagy boríték alá helyezni.
A felszívódáshoz szórt röntgensugarak szűrőröntgen rácsokat használnak, amelyek elnyelik ezeket a sugarakat, amikor kilépnek az emberi testből.

A technológia elsajátítása Röntgen gyártás a röntgencső megnövekedett feszültségeinél pontosan ez az az út, amely közelebb visz az ideális röntgenképhez, vagyis ahhoz, amelyen a csont és a lágyszövetek is jól láthatóak, részletesen.

A röntgendiffrakció a röntgensugarak kristályok vagy folyadékok és gázok molekulái általi szórása, amelyben a kezdeti sugárnyalábból azonos hullámhosszú másodlagos eltérített nyalábok (diffraktált nyalábok) keletkeznek, amelyek az elsődleges röntgensugarak kölcsönhatásából származnak. az anyag elektronjaival. A szekunder nyalábok iránya és intenzitása a szóró tárgy szerkezetétől függ. A szórt nyalábok az anyag által szórt teljes röntgensugárzás egy részét alkotják. A hullámhossz változása nélküli szórás mellett a hullámhossz változásával járó szórást figyelik meg - az úgynevezett Compton-szórást. A röntgendiffrakció jelenségét, amely bizonyítja hullámtermészetüket, először M. Laue, W. Friedrich és P. Knipping német fizikusok fedezték fel kísérletileg kristályokon 1912-ben.

A kristály egy természetes háromdimenziós diffrakciós rács röntgensugarak számára, mivel a kristályban lévő szórási centrumok (atomok) távolsága megegyezik a röntgensugárzás hullámhosszával (~1Å=10-8 cm). A röntgensugarak kristályok általi diffrakciója a röntgensugárzás szelektív visszaverődésének tekinthető a kristályrács atomi síkrendszereiből. A diffrakciós maximumok iránya egyidejűleg három, a Laue-egyenletek által meghatározott feltételt is kielégít.
A diffrakciós mintát álló kristályból, folytonos spektrumú röntgensugárzással (ún. Lauegram) vagy monokromatikus röntgensugárzással megvilágított forgó vagy oszcilláló kristályból, vagy monokromatikus sugárzással megvilágított polikristályból nyerjük. A diffrakciós nyaláb intenzitása függ a szerkezeti tényezőtől, amelyet a kristály atomjainak atomi tényezői, a kristály egységcellán belüli elhelyezkedése, valamint az atomok hőrezgésének természete határoz meg. A szerkezeti tényező az atomok elrendezésének szimmetriájától függ az egységcellában. A diffrakciós sugár intenzitása a tárgy méretétől és alakjától, valamint a kristály tökéletességétől függ.
A röntgensugarak polikristályos testekről való diffrakciója másodlagos sugarak kúpjainak kialakulását eredményezi. A kúp tengelye az elsődleges sugár, a kúp nyitási szöge 4J (J a visszaverő sík és a beeső sugár közötti szög). Minden kúp a kristálysíkok egy meghatározott családjának felel meg. Minden kristály, amelynek síkjai a beeső sugárral J szöget zárnak be, részt vesznek a kúp létrehozásában. Ha a kristályok kicsik, és térfogategységenként nagyon sok van belőlük, akkor a sugárkúp folytonos lesz. Textúra, azaz a kristályok előnyös orientációja esetén a diffrakciós mintázat (röntgenminta) egyenetlenül elfeketedett gyűrűkből áll.

Ellentétben sok, az atom szerkezetére vonatkozó, akkoriban elterjedt spekulációval, Thomson modellje olyan fizikai tényeken alapult, amelyek nemcsak igazolták a modellt, hanem bizonyos jelzéseket is adtak az atomban lévő testek számáról. Az első ilyen tény a röntgensugarak szóródása, vagy ahogy Thomson mondta, a másodlagos röntgensugárzás előfordulása. Thomson a röntgensugárzást elektromágneses pulzációnak tekinti. Amikor ilyen lüktetések esnek az elektronokat tartalmazó atomokra, az elektronok gyorsított mozgásba lépve a Larmor-képlet szerint bocsátanak ki. Az egységnyi térfogatban elhelyezkedő elektronok által egységnyi idő alatt kibocsátott energia mennyisége lesz

ahol N az egységnyi térfogatra jutó elektronok (testek) száma. Másrészt az elektrongyorsulás

ahol E p az elsődleges sugárzás térerőssége. Következésképpen a szórt sugárzás intenzitása

Mivel a beeső sugárzás intenzitása a Poynting-tétel szerint egyenlő

akkor a szórt energia aránya a primerhez

Charles Glover Barcla, aki 1917-ben Nobel-díjat kapott a jellegzetes röntgensugarak felfedezéséért, 1899-1902. "kutató hallgatóként" (végzős hallgatóként) Thomsonnál Cambridge-ben, és itt kezdett érdeklődni a röntgensugarak iránt. 1902-ben a liverpooli University College tanára volt, és 1904-ben itt, a másodlagos röntgensugárzás tanulmányozása közben fedezte fel annak polarizációját, ami teljesen összhangban volt Thomson elméleti jóslataival. Az 1906-os utolsó kísérletben Barkla az elsődleges sugarat szénatomokkal szórta szét. A szórt nyaláb az elsődleges sugárnyalábra merőlegesen esett, és ismét szén szórta szét. Ez a harmadlagos nyaláb teljesen polarizált volt.

Barcla 1904-ben a könnyű atomok röntgensugárzásának szóródását tanulmányozva megállapította, hogy a másodlagos sugarak természete megegyezik az elsődleges sugarak természetével. A másodlagos sugárzás intenzitásának az elsődlegeshez viszonyított arányára a primer sugárzástól független és az anyag sűrűségével arányos értéket talált:

Thomson képletéből

De sűrűség = n A / L, ahol A az atom tömege, n az atomok száma 1 cm 3, L Avogadro száma. Ennélfogva,

Ha egy atomban lévő testtestek számát Z-vel egyenlőnek tesszük, akkor N = nZ és

Ha ennek a kifejezésnek a jobb oldalára behelyettesítjük az e, m, L értékeket, K-t találunk. 1906-ban, amikor még nem ismerték pontosan az e és m számokat, Thomson azt találta Barkle mérései alapján a levegőre, hogy Z = A, azaz az atomban lévő testek száma megegyezik az atom tömegével. Barkle által 1904-ben a könnyű atomokra kapott K értéke az volt K = 0,2. De 1911-ben Barkla Bucherer frissített e/m-adatait felhasználva megkapta az e és L értékeket. RutherfordÉs Geiger, kapott K = 0,4, és ezért, Z = 1/2. Mint egy kicsit később kiderült, ez a kapcsolat jól áll a könnyű atommagok tartományában (a hidrogén kivételével).

Thomson elmélete segített tisztázni számos kérdést, de még több kérdést hagyott megválaszolatlanul. A döntő csapást erre a modellre Rutherford 1911-es kísérletei mérték, amelyekről később lesz szó.

Az atom hasonló gyűrűmodelljét 1903-ban javasolta egy japán fizikus Nagaoka. Azt javasolta, hogy az atom középpontjában van egy pozitív töltés, amely körül elektrongyűrűk keringenek, mint a Szaturnusz gyűrűi. Sikerült kiszámítania a pályájukon kisebb elmozdulású elektronok rezgési periódusait. Az így kapott frekvenciák többé-kevésbé hozzávetőlegesen leírták egyes elemek * spektrális vonalait.

* (Azt is meg kell jegyezni, hogy az atom bolygómodelljét 1901-ben javasolták. J. Perrin. Ezt a kísérletet 1926. december 11-én tartott Nobel-előadásában megemlítette.)

1905. szeptember 25-én a német természetkutatók és orvosok 77. kongresszusán V. Wien jelentést készített az elektronokról. Ebben a jelentésben egyébként a következőket mondta: „A spektrumvonalak magyarázata az elektronika elmélete számára is nagy nehézséget okoz. Mivel minden elem a spektrumvonalak egy bizonyos csoportjának felel meg, amelyet lumineszcencia állapotban bocsát ki, minden egyes elem Az atomnak egy változatlan rendszert kell képviselnie. A legegyszerűbb az atomot olyan bolygórendszernek tekinteni, amely egy pozitív töltésű központból áll, amely körül negatív elektronok keringenek, mint a bolygók. De egy ilyen rendszer nem lehet változatlan az elektronok által kibocsátott energia miatt Ezért kénytelenek vagyunk olyan rendszer felé fordulni, amelyben az elektronok relatív nyugalomban vannak, vagy elhanyagolható sebességgel rendelkeznek - ez a fogalom sok kétséges dolgot tartalmaz."

Ezek a kétségek még inkább fokozódtak, ahogy a sugárzás és az atomok új titokzatos tulajdonságait fedezték fel.