Ang X-ray diffraction ay ang scattering ng X-rays, kung saan ang pangalawang deflected beam na may parehong wavelength ay lumilitaw mula sa unang beam ng ray, na nagreresulta mula sa pakikipag-ugnayan ng pangunahing X-ray sa mga electron ng substance. Ang direksyon at intensity ng pangalawang beam ay nakasalalay sa istraktura (istraktura) ng nakakalat na bagay.

2.2.1 Pagkalat ng mga X-ray ng mga electron

Ang X-ray, na isang electromagnetic wave, na nakadirekta sa bagay na pinag-aaralan, ay nakakaapekto sa isang electron na mahinang nauugnay sa nucleus at itinatakda ito sa oscillatory motion. Kapag ang isang sisingilin na particle ay nag-oscillates, ang mga electromagnetic wave ay ibinubuga. Ang kanilang dalas ay katumbas ng dalas ng mga oscillations ng singil, at, dahil dito, sa dalas ng mga oscillations sa field sa beam ng "pangunahing" X-ray. Ito ay magkakaugnay na radiation. Ito ay gumaganap ng isang malaking papel sa pag-aaral ng istraktura, dahil ito ang kasangkot sa paglikha ng pattern ng interference. Kaya, kapag nalantad sa X-ray, ang isang oscillating electron ay naglalabas ng electromagnetic radiation, at sa gayon ay "nakakalat" ang mga X-ray. Ito ay X-ray diffraction. Sa kasong ito, ang electron ay sumisipsip ng bahagi ng enerhiya na natanggap mula sa X-ray, at naglalabas ng bahagi sa anyo ng isang nakakalat na sinag. Ang mga sinag na ito na nakakalat ng iba't ibang mga electron ay nakakasagabal sa isa't isa, iyon ay, nakikipag-ugnayan sila, nagdaragdag at hindi lamang maaaring mapahusay, ngunit mapapahina din ang bawat isa, pati na rin mapatay (ang mga batas ng pagkalipol ay may mahalagang papel sa pagsusuri ng X-ray diffraction ). Dapat alalahanin na ang mga sinag na lumilikha ng pattern ng interference at X-ray ay magkakaugnay, i.e. Ang X-ray scattering ay nangyayari nang hindi binabago ang wavelength.

2.2.2 Pagkalat ng mga X-ray ng mga atom

Ang pagkakalat ng mga X-ray ng mga atom ay naiiba sa pagkalat ng isang libreng elektron dahil ang panlabas na shell ng isang atom ay maaaring maglaman ng mga Z-electron, na ang bawat isa, tulad ng isang libreng elektron, ay naglalabas ng pangalawang magkakaugnay na radiation. Ang radyasyon na nakakalat ng mga electron ng mga atom ay tinukoy bilang isang superposisyon ng mga alon na ito, i.e. nangyayari ang intra-atomic interference. Ang amplitude ng X-ray na nakakalat ng isang atom A a, na mayroong Z electron, ay katumbas ng

A a = A e F (5)

kung saan ang F ay ang structure factor.

Ang parisukat ng structural amplitude ay nagpapahiwatig kung gaano karaming beses ang intensity ng scattered radiation ng isang atom ay mas malaki kaysa sa intensity ng scattered radiation ng isang electron:

Ang atomic amplitude I a ay tinutukoy ng pamamahagi ng mga electron sa atom ng sangkap; sa pamamagitan ng pagsusuri sa halaga ng atomic amplitude, posibleng kalkulahin ang pamamahagi ng mga electron sa atom.

2.2.3 Pagkalat ng mga X-ray sa pamamagitan ng isang kristal na sala-sala

Pinakamalaking interes para sa praktikal na gawain. Ang teorya ng interference ng X-ray ay unang pinatunayan ni Laue. Ginawa nitong posible na theoretically kalkulahin ang mga lokasyon ng interference maxima sa radiographs.

Gayunpaman, ang malawakang praktikal na aplikasyon ng epekto ng panghihimasok ay naging posible lamang pagkatapos ng mga physicist ng Ingles (ama at anak na si Bragg) at sa parehong oras ang Russian crystallographer na si G.V. Gumawa si Wulff ng napakasimpleng teorya sa pamamagitan ng pagtuklas ng isang mas simpleng koneksyon sa pagitan ng lokasyon ng interference maxima sa isang pattern ng x-ray diffraction at ang istraktura ng spatial na sala-sala. Kasabay nito, itinuring nila ang kristal na hindi bilang isang sistema ng mga atomo, ngunit bilang isang sistema ng mga atomic na eroplano, na nagmumungkahi na ang X-ray ay nakakaranas ng specular na pagmuni-muni mula sa mga atomic na eroplano.

Ipinapakita ng Figure 11 ang incident beam S 0 at ang beam na pinalihis ng eroplano (HKL) S HKL .

Alinsunod sa batas ng pagmuni-muni, ang eroplanong ito ay dapat na patayo sa eroplano kung saan nakahiga ang mga sinag S0 at SHKL, at hatiin ang anggulo sa pagitan nila sa kalahati, i.e. ang anggulo sa pagitan ng pagpapatuloy ng incident ray at ng deflected ray ay 2q.

Ang spatial na sala-sala ay binuo mula sa isang bilang ng mga eroplano P 1, P 2, P 3 ...

Isaalang-alang natin ang pakikipag-ugnayan ng naturang parallel system; mga eroplanong may pangunahing sinag gamit ang halimbawa ng dalawang magkatabing eroplanong P at P 1 (Larawan 12):

kanin. 12. Sa derivation ng Wolf-Bragg formula

Ang magkatulad na sinag SO at S 1 O 1 ay bumabagsak sa mga punto O at O ​​1 sa isang anggulo q sa mga eroplanong P at P 1 . Bukod dito, ang alon ay dumarating sa punto O 1 na may pagkaantala na katumbas ng pagkakaiba sa landas ng mga alon, na katumbas ng AO 1 = d sinq. Ang mga sinag na ito ay specular na makikita mula sa mga eroplanong P at P 1 sa parehong anggulo q. Ang pagkakaiba sa landas ng mga sinasalamin na alon ay katumbas ng O 1 B = d sinq . Pinagsama-samang pagkakaiba ng landas Dl=2d sinq. Ang mga sinag na sinasalamin mula sa parehong mga eroplano, na nagpapalaganap sa anyo ng isang alon ng eroplano, ay dapat makagambala sa bawat isa.

Ang pagkakaiba sa bahagi ng parehong mga oscillation ay katumbas ng:

(7)

Mula sa equation (7) ito ay sumusunod na kapag ang path difference ng rays ay isang multiple ng isang integer number ng waves, Dl=nl=2d sinq, ang phase difference ay magiging isang multiple ng 2p, i.e. ang mga oscillations ay nasa parehong yugto, ang "umbok" ng isang alon ay tumutugma sa "umbok" ng isa, at ang mga oscillations ay nagpapatibay sa isa't isa. Sa kasong ito, ang isang interference peak ay makikita sa x-ray diffraction pattern. Kaya, nakuha namin na ang pagkakapantay-pantay 2d sinq = nl (8) (kung saan ang n ay isang integer na tinatawag na pagkakasunud-sunod ng pagmuni-muni at tinutukoy ng pagkakaiba sa landas ng mga sinag na sinasalamin ng mga kalapit na eroplano)

ay isang kundisyon para makakuha ng maximum interference. Ang equation (8) ay tinatawag na Wulff-Bragg formula. Ang formula na ito ay ang batayan para sa pagsusuri ng X-ray diffraction. Dapat alalahanin na ang ipinakilalang terminong "reflection mula sa atomic plane" ay may kondisyon.

Mula sa formula ng Wulff-Bragg, sinusunod nito na kung ang isang sinag ng X-ray na may haba ng daluyong l ay bumagsak sa isang pamilya ng mga plane-parallel na eroplano, ang distansya sa pagitan ng kung saan ay katumbas ng d, pagkatapos ay walang pagmuni-muni (interference maximum) hanggang sa ang anggulo sa pagitan ng direksyon ng mga sinag at ng ibabaw ay tumutugma sa equation na ito.

Ang mga relasyon na aming isinasaalang-alang ay sumasalamin sa dami ng bahagi ng proseso ng pagpapahina ng X-ray radiation. Isaalang-alang natin sa madaling sabi ang husay na bahagi ng proseso, o ang mga pisikal na proseso na nagdudulot ng panghihina. Ito ay, una, pagsipsip, i.e. ang conversion ng X-ray energy sa iba pang uri ng enerhiya at, pangalawa, scattering, i.e. pagbabago ng direksyon ng pagpapalaganap ng radiation nang hindi binabago ang wavelength (classical Thompson scattering) at sa pagbabago ng wavelength (quantum scattering o Compton effect).

1. Photoelectric pagsipsip. Maaaring mapunit ng X-ray quanta ang mga electron mula sa mga shell ng elektron ng mga atomo ng bagay. Sila ay karaniwang tinatawag na photoelectrons. Kung ang enerhiya ng insidente quanta ay mababa, pagkatapos ay pinatumba nila ang mga electron mula sa mga panlabas na shell ng atom. Ang malaking kinetic energy ay ibinibigay sa mga photoelectron. Sa pagtaas ng enerhiya, ang X-ray quanta ay nagsisimulang makipag-ugnayan sa mga electron na matatagpuan sa mas malalim na mga shell ng atom, na ang enerhiyang nagbubuklod sa nucleus ay mas malaki kaysa sa mga electron sa mga panlabas na shell. Sa pakikipag-ugnayan na ito, halos lahat ng enerhiya ng insidenteng X-ray quanta ay nasisipsip, at ang bahagi ng enerhiya na ibinigay sa mga photoelectron ay mas mababa kaysa sa unang kaso. Bilang karagdagan sa hitsura ng mga photoelectron, sa kasong ito ang quanta ng katangian ng radiation ay ibinubuga dahil sa paglipat ng mga electron mula sa mas mataas na antas sa mga antas na matatagpuan mas malapit sa nucleus.

Kaya, bilang isang resulta ng photoelectric absorption, lumilitaw ang isang spectrum ng katangian ng isang naibigay na sangkap - pangalawang katangian ng radiation. Kung ang isang electron ay pinalabas mula sa K-shell, pagkatapos ay ang buong line spectrum na katangian ng irradiated substance ay lilitaw.

kanin. 2.5. Spectral distribution ng absorption coefficient.

Isaalang-alang natin ang pagbabago sa mass absorption coefficient t/r dahil sa photoelectric absorption depende sa wavelength l ng insidente X-ray radiation (Fig. 2.5). Ang mga break sa curve ay tinatawag na absorption jumps, at ang katumbas na wavelength ay tinatawag na absorption boundary. Ang bawat pagtalon ay tumutugma sa isang tiyak na antas ng enerhiya ng atom K, L, M, atbp. Sa l gr, ang enerhiya ng X-ray photon ay lumalabas na sapat upang patumbahin ang isang electron mula sa antas na ito, bilang isang resulta kung saan ang pagsipsip ng X-ray quanta ng isang naibigay na wavelength ay tumataas nang husto. Ang pinakamaikling wavelength jump ay tumutugma sa pag-alis ng isang electron mula sa K-level, ang pangalawa mula sa L-level, atbp. Ang kumplikadong istraktura ng mga hangganan ng L at M ay dahil sa pagkakaroon ng ilang mga sublevel sa mga shell na ito. Para sa mga X-ray na may mga wavelength na medyo mas malaki kaysa sa l gr, ang enerhiya ng quanta ay hindi sapat upang alisin ang isang electron mula sa kaukulang shell; ang sangkap ay medyo transparent sa spectral na rehiyon na ito.

Depende sa koepisyent ng pagsipsip sa l at Z na may photoelectric effect ay tinukoy bilang:

t/r = Cl 3 Z 3 (2.11)

kung saan ang C ay ang proportionality coefficient, Z ay ang serial number ng irradiated element, t/r ay ang mass absorption coefficient, l ay ang wavelength ng insidente X-ray radiation.

Ang dependence na ito ay naglalarawan sa mga seksyon ng curve sa Fig. 2.5 sa pagitan ng absorption jumps.

2. Classical (coherent) scattering nagpapaliwanag ng wave theory ng scattering. Ito ay nangyayari kapag ang isang X-ray quantum ay nakikipag-ugnayan sa isang electron ng isang atom, at ang enerhiya ng quantum ay hindi sapat upang alisin ang electron mula sa isang naibigay na antas. Sa kasong ito, ayon sa klasikal na teorya ng scattering, ang X-ray ay nagdudulot ng sapilitang vibrations ng mga nakagapos na electron ng mga atomo. Ang mga oscillating electron, tulad ng lahat ng oscillating electrical charges, ay nagiging pinagmumulan ng electromagnetic waves na kumakalat sa lahat ng direksyon.

Ang interference ng mga spherical wave na ito ay humahantong sa paglitaw ng isang pattern ng diffraction, na natural na nauugnay sa istraktura ng kristal. Kaya, ito ay magkakaugnay na scattering na ginagawang posible upang makakuha ng mga pattern ng diffraction, sa batayan kung saan maaaring hatulan ng isa ang istraktura ng scattering object. Ang classical scattering ay nangyayari kapag ang malambot na X-ray radiation na may mga wavelength na higit sa 0.3Å ay dumaan sa isang medium. Ang scattering power ng isang atom ay katumbas ng:

, (2.12)

at isang gramo ng sangkap

kung saan ang I 0 ay ang intensity ng insidente X-ray beam, N ang numero ni Avogadro, A ang atomic weight, Z– serial number ng substance.

Mula dito mahahanap natin ang mass coefficient ng classical scattering s class /r, dahil ito ay katumbas ng P/I 0 o .

Ang pagpapalit ng lahat ng mga halaga, nakukuha namin .

Dahil karamihan sa mga elemento Z/[email protected] (maliban sa hydrogen), pagkatapos

mga. Ang mass coefficient ng classical scattering ay humigit-kumulang pareho para sa lahat ng substance at hindi nakadepende sa wavelength ng insidente X-ray radiation.

3. Quantum (incoherent) scattering. Kapag ang isang substance ay nakipag-ugnayan sa hard X-ray radiation (wavelength na mas mababa sa 0.3Å), ang quantum scattering ay nagsisimulang gumanap ng isang makabuluhang papel kapag ang isang pagbabago sa wavelength ng scattered radiation ay naobserbahan. Ang phenomenon na ito ay hindi maipaliwanag ng wave theory, ngunit ito ay ipinaliwanag ng quantum theory. Ayon sa quantum theory, ang ganitong pakikipag-ugnayan ay maaaring ituring bilang resulta ng isang nababanat na banggaan ng X-ray quanta na may mga libreng electron (mga electron ng mga panlabas na shell). Ang X-ray quanta ay nagbibigay ng bahagi ng kanilang enerhiya sa mga electron na ito at nagiging sanhi ng kanilang paglipat sa iba pang mga antas ng enerhiya. Ang mga electron na nakakakuha ng enerhiya ay tinatawag na recoil electron. Ang X-ray quanta na may enerhiya hn 0 bilang resulta ng naturang banggaan ay lumihis mula sa orihinal na direksyon sa pamamagitan ng isang anggulo y, at magkakaroon ng enerhiya na hn 1 na mas mababa kaysa sa enerhiya ng incident quantum. Ang pagbaba sa dalas ng nakakalat na radiation ay tinutukoy ng relasyon:

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

kung saan ang E rect ay ang kinetic energy ng recoil electron.

Ang teorya at karanasan ay nagpapakita na ang pagbabago sa dalas o wavelength sa panahon ng quantum scattering ay hindi nakadepende sa ordinal na numero ng elemento. Z, ngunit depende sa scattering angley. Kung saan

l y - l 0 = l = ×(1 - cos y) @ 0.024 (1 - maaliwalas), (2.16)

kung saan ang l 0 at l y ay ang wavelength ng X-ray quantum bago at pagkatapos ng pagkalat,

m 0 - masa ng isang elektron sa pamamahinga, c– bilis ng liwanag.

Malinaw sa mga formula na habang tumataas ang anggulo ng scattering, tumataas ang l mula 0 (sa y = 0°) hanggang 0.048 Å (sa y = 180°). Para sa malambot na sinag na may wavelength na 1Å, ang halagang ito ay maliit na porsyento na humigit-kumulang 4-5%. Ngunit para sa matitigas na sinag (l = 0.05–0.01 Å), ang pagbabago sa wavelength ng 0.05 Å ay nangangahulugan ng pagbabago sa l sa pamamagitan ng salik ng dalawa o kahit na ilang.

Dahil sa ang katunayan na ang quantum scattering ay incoherent (l ay naiiba, ang anggulo ng pagpapalaganap ng reflected quantum ay naiiba, walang mahigpit na pattern sa pagpapalaganap ng mga nakakalat na alon na may kaugnayan sa kristal na sala-sala), ang pagkakasunud-sunod sa pag-aayos ng hindi nakakaapekto ang mga atomo sa kalikasan ng quantum scattering. Ang mga nakakalat na x-ray na ito ay kasangkot sa paglikha ng pangkalahatang background sa x-ray na imahe. Ang dependence ng background intensity sa scattering angle ay maaaring theoretically kalkulahin, na walang praktikal na aplikasyon sa X-ray diffraction analysis, dahil Mayroong ilang mga dahilan kung bakit nangyayari ang background, at ang pangkalahatang kahalagahan nito ay hindi madaling makalkula.

Ang mga proseso ng pagsipsip ng photoelectron, magkakaugnay at hindi magkakaugnay na pagkakalat na isinasaalang-alang namin ay pangunahing tinutukoy ang pagpapalambing ng X-ray. Bilang karagdagan sa kanila, posible ang iba pang mga proseso, halimbawa, ang pagbuo ng mga pares ng electron-positron bilang resulta ng pakikipag-ugnayan ng X-ray na may atomic nuclei. Sa ilalim ng impluwensya ng mga pangunahing photoelectron na may mataas na kinetic energy, pati na rin ang pangunahing X-ray fluorescence, pangalawang, tersiyaryo, atbp ay maaaring mangyari. katangian ng radiation at kaukulang mga photoelectron, ngunit may mas mababang enerhiya. Sa wakas, ang ilang mga photoelectrons (at bahagyang recoil electron) ay maaaring pagtagumpayan ang potensyal na hadlang sa ibabaw ng sangkap at lumipad sa kabila nito, i.e. maaaring mangyari ang panlabas na photoelectric effect.

Ang lahat ng nabanggit na phenomena, gayunpaman, ay may mas maliit na epekto sa halaga ng X-ray attenuation coefficient. Para sa mga X-ray na may mga wavelength mula sa ikasampu hanggang sa mga yunit ng angstrom, kadalasang ginagamit sa pagsusuri ng istruktura, ang lahat ng mga side effect na ito ay maaaring mapabayaan at maaaring ipagpalagay na ang pagpapahina ng pangunahing X-ray beam ay nangyayari sa isang banda dahil sa pagkalat at sa kabilang banda bilang resulta ng mga proseso ng pagsipsip. Pagkatapos ang attenuation coefficient ay maaaring katawanin bilang kabuuan ng dalawang coefficient:

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

kung saan ang s/r ay ang mass scattering coefficient, na isinasaalang-alang ang mga pagkalugi ng enerhiya dahil sa magkakaugnay at hindi magkakaugnay na scattering; Ang t/r ay ang koepisyent ng mass absorption, na pangunahing isinasaalang-alang ang mga pagkalugi ng enerhiya dahil sa photoelectric absorption at paggulo ng mga katangian na sinag.

Ang kontribusyon ng absorption at scattering sa attenuation ng X-ray beam ay hindi pantay. Para sa mga X-ray na ginagamit sa pagsusuri ng istruktura, maaaring mapabayaan ang hindi magkakaugnay na pagkakalat. Kung isasaalang-alang natin na ang magnitude ng magkakaugnay na pagkakalat ay maliit din at humigit-kumulang pare-pareho para sa lahat ng mga elemento, maaari nating ipagpalagay na

m/r » t/r , (2.18)

mga. na ang pagpapalambing ng X-ray beam ay pangunahing tinutukoy ng pagsipsip. Kaugnay nito, ang mga batas na tinalakay sa itaas para sa mass absorption coefficient sa panahon ng photoelectric effect ay magiging wasto para sa mass attenuation coefficient.

Pagpili ng radiation . Ang likas na katangian ng pag-asa ng koepisyent ng pagsipsip (pagpapalambing) sa haba ng daluyong ay tumutukoy sa isang tiyak na lawak ng pagpili ng radiation sa mga pag-aaral sa istruktura. Ang malakas na pagsipsip sa kristal ay makabuluhang binabawasan ang intensity ng diffraction spot sa x-ray diffraction pattern. Bilang karagdagan, ang fluorescence na nangyayari sa panahon ng malakas na pagsipsip ay nagpapaliwanag sa pelikula. Samakatuwid, hindi kapaki-pakinabang na magtrabaho sa mga wavelength na bahagyang mas maikli kaysa sa limitasyon ng pagsipsip ng sangkap na pinag-aaralan. Ito ay madaling maunawaan mula sa diagram sa Fig. 2.6.

1. Kung ang anode, na binubuo ng kaparehong mga atomo gaya ng sangkap na pinag-aaralan, ay nagliliwanag, pagkatapos ay nakuha natin na ang limitasyon ng pagsipsip, halimbawa

Fig.2.6. Pagbabago sa intensity ng X-ray radiation kapag dumadaan sa isang substance.

Ang K-edge ng absorption ng kristal (Larawan 2.6, curve 1) ay bahagyang lilipat kaugnay sa katangiang radiation nito sa short-wave na rehiyon ng spectrum. Ang paglilipat na ito ay nasa pagkakasunud-sunod ng 0.01–0.02 Å na may kaugnayan sa mga linya ng gilid ng line spectrum. Ito ay palaging nangyayari sa parang multo na posisyon ng paglabas at pagsipsip ng parehong elemento. Dahil ang absorption jump ay tumutugma sa enerhiya na dapat gamitin upang alisin ang isang electron mula sa isang antas sa labas ng atom, ang pinakamahirap na linya ng K-series ay tumutugma sa paglipat sa K-level mula sa pinakamalayong antas ng atom. Malinaw na ang enerhiyang E na kinakailangan upang mapunit ang isang electron mula sa atom ay palaging bahagyang mas malaki kaysa sa inilabas kapag ang isang elektron ay gumagalaw mula sa pinakamalayong antas patungo sa parehong K-level. Mula sa Fig. 2.6 (curve 1) sumusunod na kung ang anode at ang kristal na pinag-aaralan ay isang sangkap, kung gayon ang pinakamatinding katangian ng radiation, lalo na ang mga linya ng K a at K b, ay nasa rehiyon ng mahinang pagsipsip ng kristal na may kaugnayan sa pagsipsip hangganan. Samakatuwid, ang pagsipsip ng naturang radiation ng kristal ay mababa, at mahina ang fluorescence.

2. Kung kukuha tayo ng anode na ang atomic number Z 1 na mas malaki kaysa sa kristal na pinag-aaralan, kung gayon ang radiation ng anode na ito, ayon sa batas ni Moseley, ay bahagyang lilipat sa rehiyon ng maikling alon at matatagpuan na may kaugnayan sa hangganan ng pagsipsip ng parehong substansiya sa ilalim ng pag-aaral tulad ng ipinapakita sa Fig. 2.6, curve 2. Ang linya ng Kb ay hinihigop dito, na nagreresulta sa fluorescence na maaaring makagambala sa pagbaril.

3. Kung ang pagkakaiba sa atomic number ay 2–3 units Z, pagkatapos ay ang emission spectrum ng naturang anode ay lilipat pa sa rehiyon ng short-wave (Larawan 2.6, curve 3). Ang kasong ito ay mas hindi kanais-nais, dahil, una, ang X-ray radiation ay lubos na pinahina at, pangalawa, ang malakas na pag-ilaw ay nag-iilaw sa pelikula kapag nag-shoot.

Ang pinaka-angkop, samakatuwid, ay isang anode na ang katangian ng radiation ay namamalagi sa rehiyon ng mahinang pagsipsip ng sample sa ilalim ng pag-aaral.

Mga filter. Ang selektibong epekto ng pagsipsip na aming isinasaalang-alang ay malawakang ginagamit upang mapahina ang maikling wavelength na bahagi ng spectrum. Upang gawin ito, ang foil na may kapal na ilang daan ay inilalagay sa landas ng mga sinag mm. Ang foil ay gawa sa isang substance na ang serial number ay 1–2 units na mas mababa sa Z anode. Sa kasong ito, ayon sa Fig. 2.6 (curve 2), ang gilid ng absorption band ng foil ay nasa pagitan ng K a - at K b - emission lines at ang K b - line, pati na rin ang tuloy-tuloy na spectrum, ay maging lubhang mahina. Ang attenuation ng K b kumpara sa K a radiation ay humigit-kumulang 600. Kaya, na-filter namin ang b radiation mula sa isang radiation, na halos hindi nagbabago sa intensity. Ang filter ay maaaring gawa sa foil ng isang materyal na ang serial number ay mas mababa ng 1–2 unit Z anode. Halimbawa, kapag nagtatrabaho sa molibdenum radiation ( Z= 42), ang zirconium ay maaaring magsilbi bilang isang filter ( Z= 40) at niobium ( Z= 41). Sa seryeng Mn ( Z= 25), Fe ( Z= 26), Co ( Z= 27) bawat isa sa mga naunang elemento ay maaaring magsilbi bilang isang filter para sa kasunod na isa.

Ito ay malinaw na ang filter ay dapat na matatagpuan sa labas ng silid kung saan ang kristal ay nakuhanan ng larawan upang ang pelikula ay hindi malantad sa fluorescence ray.

Sa gumana sa mataas na boltahe, tulad ng radiography sa mga ordinaryong boltahe, kinakailangang gamitin ang lahat ng kilalang paraan ng paglaban sa nakakalat na X-ray radiation.

Dami nakakalat na x-ray bumababa kasabay ng pagbaba ng irradiation field, na nakakamit sa pamamagitan ng paglilimita sa diameter ng gumaganang X-ray beam. Sa isang pagbawas sa larangan ng pag-iilaw, sa turn, ang resolution ng X-ray na imahe ay nagpapabuti, ibig sabihin, ang pinakamababang laki ng detalye na nakita ng mata ay bumababa. Upang limitahan ang diameter ng gumaganang X-ray beam, ang mga mapapalitang diaphragm o mga tubo ay malayo pa sa sapat na paggamit.

Para mabawasan ang dami nakakalat na x-ray Dapat gamitin ang compression kung posible. Sa panahon ng compression, ang kapal ng bagay sa ilalim ng pag-aaral ay bumababa at, siyempre, mayroong mas kaunting mga sentro ng pagbuo ng nakakalat na X-ray radiation. Para sa compression, ginagamit ang mga espesyal na sinturon ng compression, na kasama sa X-ray diagnostic equipment, ngunit hindi sila madalas na ginagamit.

Dami ng nakakalat na radiation bumababa sa pagtaas ng distansya sa pagitan ng X-ray tube at ng pelikula. Sa pamamagitan ng pagtaas ng distansyang ito at kaukulang aperture, nakakakuha ng hindi gaanong divergent na working beam ng X-ray. Habang tumataas ang distansya sa pagitan ng X-ray tube at ng pelikula, kinakailangang bawasan ang field ng irradiation sa pinakamababang posibleng laki. Sa kasong ito, ang lugar na pinag-aaralan ay hindi dapat "puputol".

Sa layuning ito, kamakailan mga disenyo Ang mga X-ray diagnostic device ay may pyramidal tube na may light centralizer. Sa tulong nito, posible na hindi lamang limitahan ang lugar na kinukunan ng larawan upang mapabuti ang kalidad ng imahe ng X-ray, ngunit upang maalis din ang hindi kinakailangang pag-iilaw ng mga bahagi ng katawan ng tao na hindi napapailalim sa radiography.

Para mabawasan ang dami nakakalat na x-ray Ang bahagi ng bagay na sinusuri ay dapat na mas malapit hangga't maaari sa X-ray film. Hindi ito nalalapat sa direct magnification radiography. Sa radiography na may direktang pagpapalaki ng imahe, ang nakakalat na pagmamasid ay halos hindi umabot sa X-ray film.

Mga sandbag na ginagamit para sa pagkapirmi ang bagay na pinag-aaralan ay dapat na matatagpuan sa malayo mula sa cassette, dahil ang buhangin ay isang magandang daluyan para sa pagbuo ng nakakalat na X-ray radiation.

Gamit ang radiography, na ginawa sa isang mesa nang hindi gumagamit ng isang screening grid, isang sheet ng leaded na goma na may pinakamalaking posibleng sukat ay dapat ilagay sa ilalim ng cassette o sobre na may pelikula.
Para sa pagsipsip nakakalat na x-ray ginagamit ang screening X-ray gratings, na sumisipsip ng mga ray na ito habang lumalabas ang mga ito sa katawan ng tao.

Mastering teknolohiya Produksyon ng X-ray sa tumaas na mga boltahe sa X-ray tube, ito mismo ang landas na naglalapit sa atin sa perpektong imahe ng X-ray, iyon ay, isa kung saan ang parehong buto at malambot na tisyu ay malinaw na nakikita nang detalyado.

Ang X-ray diffraction ay ang pagkalat ng mga X-ray ng mga kristal o molekula ng mga likido at gas, kung saan ang pangalawang pinalihis na mga sinag (diffracted beam) ng parehong wavelength ay nagmumula sa unang sinag ng mga sinag, na nagreresulta mula sa pakikipag-ugnayan ng pangunahing X-ray. na may mga electron ng sangkap. Ang direksyon at intensity ng pangalawang beam ay nakasalalay sa istraktura ng nakakalat na bagay. Ang mga diffracted beam ay bumubuo ng bahagi ng kabuuang X-ray radiation na nakakalat ng bagay. Kasama ng scattering nang walang pagbabago sa wavelength, ang scattering na may pagbabago sa wavelength ay sinusunod - ang tinatawag na Compton scattering. Ang phenomenon ng X-ray diffraction, na nagpapatunay ng kanilang wave nature, ay unang nadiskubre sa mga kristal ng mga German physicist na sina M. Laue, W. Friedrich, at P. Knipping noong 1912.

Ang kristal ay isang natural na three-dimensional na diffraction grating para sa X-ray, dahil ang distansya sa pagitan ng mga scattering center (atoms) sa kristal ay kapareho ng pagkakasunod-sunod ng wavelength ng X-ray (~1Å=10-8 cm). Ang diffraction ng X-ray sa pamamagitan ng mga kristal ay maaaring ituring bilang ang pumipili na pagmuni-muni ng X-ray mula sa mga sistema ng atomic planes ng crystal lattice. Ang direksyon ng diffraction maxima ay sabay-sabay na nakakatugon sa tatlong kundisyon na tinutukoy ng mga equation ng Laue.
Ang pattern ng diffraction ay nakuha mula sa isang nakatigil na kristal gamit ang X-ray radiation na may tuluy-tuloy na spectrum (ang tinatawag na Lauegram) o mula sa isang umiikot o oscillating na kristal na iniilaw ng monochromatic X-ray radiation, o mula sa isang polycrystal na iluminado ng monochromatic radiation. Ang intensity ng diffracted beam ay nakasalalay sa structure factor, na tinutukoy ng mga atomic factor ng mga atomo ng kristal, ang kanilang lokasyon sa loob ng unit cell ng crystal, at ang likas na katangian ng thermal vibrations ng mga atomo. Ang kadahilanan ng istraktura ay nakasalalay sa simetrya ng pag-aayos ng mga atomo sa yunit ng cell. Ang intensity ng diffracted beam ay depende sa laki at hugis ng bagay at sa pagiging perpekto ng kristal.
Ang diffraction ng X-ray mula sa mga polycrystalline na katawan ay nagreresulta sa pagbuo ng mga cone ng pangalawang ray. Ang axis ng kono ay ang pangunahing sinag, at ang pambungad na anggulo ng kono ay 4J (J ang anggulo sa pagitan ng sumasalamin na eroplano at ng sinag ng insidente). Ang bawat kono ay tumutugma sa isang partikular na pamilya ng mga kristal na eroplano. Ang lahat ng mga kristal, ang pamilya ng mga eroplano na kung saan ay matatagpuan sa isang anggulo J sa sinag ng insidente, ay lumahok sa paglikha ng kono. Kung ang mga kristal ay maliit at mayroong isang napakalaking bilang ng mga ito sa bawat dami ng yunit, kung gayon ang kono ng mga sinag ay magiging tuluy-tuloy. Sa kaso ng texture, iyon ay, ang pagkakaroon ng isang ginustong oryentasyon ng mga kristal, ang diffraction pattern (x-ray pattern) ay bubuo ng hindi pantay na itim na mga singsing.

Hindi tulad ng maraming mga haka-haka tungkol sa istraktura ng atom na laganap noong panahong iyon, ang modelo ni Thomson ay batay sa mga pisikal na katotohanan na hindi lamang nagbibigay-katwiran sa modelo, ngunit nagbigay din ng ilang mga indikasyon ng bilang ng mga corpuscle sa isang atom. Ang una sa gayong katotohanan ay ang pagkalat ng X-ray, o, gaya ng sinabi ni Thomson, ang paglitaw ng pangalawang X-ray. Tinitingnan ni Thomson ang X-ray bilang electromagnetic pulsations. Kapag ang gayong mga pulsasyon ay nahuhulog sa mga atomo na naglalaman ng mga electron, ang mga electron, na pumapasok sa pinabilis na paggalaw, ay naglalabas tulad ng inilarawan ng formula ng Larmor. Ang halaga ng enerhiya na ibinubuga sa bawat yunit ng oras ng mga electron na matatagpuan sa isang dami ng yunit ay magiging

kung saan ang N ay ang bilang ng mga electron (corpuscles) bawat unit volume. Sa kabilang banda, ang electron acceleration

kung saan ang E p ay ang lakas ng field ng pangunahing radiation. Dahil dito, ang intensity ng nakakalat na radiation

Dahil ang intensity ng radiation ng insidente ayon sa theorem ni Poynting ay katumbas ng

pagkatapos ay ang ratio ng nakakalat na enerhiya sa pangunahing

Charles Glover Barcla, na tumanggap ng Nobel Prize noong 1917 para sa pagtuklas ng mga katangian ng X-ray, ay noong 1899-1902. bilang "research student" (graduate student) kasama si Thomson sa Cambridge, at dito siya naging interesado sa X-ray. Noong 1902, siya ay isang guro sa University College sa Liverpool, at dito noong 1904, habang nag-aaral ng pangalawang X-ray radiation, natuklasan niya ang polariseysyon nito, na medyo pare-pareho sa mga teoretikal na hula ni Thomson. Sa huling eksperimento noong 1906, naging sanhi si Barkla na ang pangunahing sinag ay nakakalat ng mga atomo ng carbon. Ang nakakalat na sinag ay nahulog patayo sa pangunahing sinag at muling nakakalat ng carbon. Ang tertiary beam na ito ay ganap na polarized.

Habang pinag-aaralan ang pagkalat ng mga X-ray mula sa mga light atom, nalaman ni Barcla noong 1904 na ang likas na katangian ng pangalawang ray ay pareho sa mga pangunahin. Para sa ratio ng intensity ng pangalawang radiation sa pangunahing isa, natagpuan niya ang isang halaga na independiyente sa pangunahing radiation at proporsyonal sa density ng sangkap:

Mula sa pormula ni Thomson

Ngunit ang density = n A / L, kung saan ang A ay ang atomic na timbang ng atom, n ay ang bilang ng mga atom sa 1 cm 3, L ang numero ni Avogadro. Kaya naman,

Kung ilalagay natin ang bilang ng mga corpuscle sa isang atom na katumbas ng Z, pagkatapos ay N = nZ at

Kung papalitan natin ang mga halaga ng e, m, L sa kanang bahagi ng expression na ito, makikita natin ang K. Noong 1906, nang hindi tiyak na kilala ang mga numerong e at m, natagpuan ni Thomson mula sa mga sukat ni Barkle para sa hangin na Z = A, i.e. ang bilang ng mga corpuscle sa isang atom ay katumbas ng atomic weight. Ang halaga ng K na nakuha para sa mga light atom ni Barkle noong 1904 ay K = 0.2. Ngunit noong 1911, Barkla, gamit ang na-update na data ng Bucherer para sa e / m, nakuha ang mga halaga ng e at L Rutherford At Geiger, natanggap K = 0.4, at samakatuwid, Z = 1/2. Tulad ng nangyari nang ilang sandali, ang relasyon na ito ay humahawak nang maayos sa rehiyon ng light nuclei (maliban sa hydrogen).

Nakatulong ang teorya ni Thomson na linawin ang ilang mga isyu, ngunit nag-iwan ng higit pang mga tanong na hindi nalutas. Ang mapagpasyang dagok sa modelong ito ay hinarap ng mga eksperimento ni Rutherford noong 1911, na tatalakayin mamaya.

Ang isang katulad na modelo ng singsing ng atom ay iminungkahi noong 1903 ng isang Japanese physicist Nagaoka. Iminungkahi niya na sa gitna ng atom ay may positibong singil, kung saan umiikot ang mga singsing ng mga electron, tulad ng mga singsing ng Saturn. Nagawa niyang kalkulahin ang mga panahon ng mga oscillation na ginagawa ng mga electron na may maliliit na displacement sa kanilang mga orbit. Ang mga frequency na nakuha sa paraang ito ay humigit-kumulang na inilarawan ang mga parang multo na linya ng ilang mga elemento *.

* (Dapat ding tandaan na ang planetaryong modelo ng atom ay iminungkahi noong 1901. J. Perrin. Binanggit niya ang pagtatangkang ito sa kanyang Nobel lecture, na ibinigay noong Disyembre 11, 1926.)

Noong Setyembre 25, 1905, sa 77th Congress of German Naturalists and Doctors, gumawa si V. Wien ng ulat tungkol sa mga electron. Sa ulat na ito, siya nga pala, sinabi niya ang mga sumusunod: "Ang pagpapaliwanag ng mga parang multo na linya ay nagdudulot din ng malaking kahirapan para sa elektronikong teorya. Dahil ang bawat elemento ay tumutugma sa isang tiyak na pagpapangkat ng mga parang multo na linya na ibinubuga nito habang nasa isang estado ng luminescence, bawat isa dapat kumatawan ang atom sa isang hindi nagbabagong sistema. Pinakamadaling isipin ang atom bilang isang planetary system na binubuo ng isang sentrong may positibong sisingilin sa paligid kung saan umiikot ang mga negatibong electron, tulad ng mga planeta. Ngunit ang ganitong sistema ay hindi maaaring mabago dahil sa enerhiya na ibinubuga ng mga electron . Samakatuwid, napipilitan tayong bumaling sa isang sistema kung saan ang mga electron ay nasa relatibong pahinga o may hindi gaanong bilis - isang konsepto na naglalaman ng maraming bagay na nagdududa."

Ang mga pag-aalinlangan na ito ay lalo pang tumaas nang natuklasan ang mga bagong misteryosong katangian ng radiation at mga atomo.