X-ışını kırınımı, birincil X-ışınlarının maddenin elektronlarıyla etkileşiminden kaynaklanan, aynı dalga boyuna sahip ikincil saptırılmış ışınların ilk ışın ışınından göründüğü X-ışınlarının saçılmasıdır. İkincil ışınların yönü ve yoğunluğu saçılma nesnesinin yapısına (yapısına) bağlıdır.

2.2.1 X-ışınlarının elektronlar tarafından saçılması

İncelenen nesneye yönlendirilen bir elektromanyetik dalga olan X-ışınları, çekirdekle zayıf bir şekilde ilişkili olan bir elektronu etkiler ve onu salınımlı harekete geçirir. Yüklü bir parçacık salındığında elektromanyetik dalgalar yayılır. Frekansları, yük salınımlarının frekansına ve dolayısıyla "birincil" X-ışınları ışınındaki alan salınımlarının frekansına eşittir. Bu tutarlı radyasyondur. Girişim deseninin yaratılmasında rol oynadığı için yapı çalışmasında önemli bir rol oynar. Dolayısıyla, X-ışınlarına maruz kaldığında, salınan bir elektron elektromanyetik radyasyon yayar ve böylece X-ışınlarını "dağıtır". Bu X-ışını kırınımıdır. Bu durumda elektron, X ışınlarından alınan enerjinin bir kısmını emer ve bir kısmını dağınık ışın şeklinde serbest bırakır. Farklı elektronlar tarafından saçılan bu ışınlar birbirleriyle etkileşime girer, yani etkileşime girer, toplanır ve yalnızca güçlendirmekle kalmaz, aynı zamanda birbirlerini zayıflatabilir ve söndürebilir (yok olma yasaları X-ışını kırınım analizinde önemli bir rol oynar) ). Girişim desenini oluşturan ışınlar ile X ışınlarının tutarlı olduğu unutulmamalıdır. X-ışını saçılımı dalga boyunu değiştirmeden gerçekleşir.

2.2.2 X-ışınlarının atomlara göre saçılması

X-ışınlarının atomlar tarafından saçılması, bir atomun dış kabuğunun her biri serbest bir elektron gibi ikincil tutarlı radyasyon yayan Z-elektronları içerebilmesi açısından serbest bir elektron tarafından saçılmasından farklıdır. Atomların elektronları tarafından saçılan radyasyon, bu dalgaların süperpozisyonu olarak tanımlanır; atom içi girişim meydana gelir. Z elektronuna sahip bir A a atomu tarafından saçılan X ışınlarının genliği şuna eşittir:

Bir a = Bir e F (5)

burada F yapı faktörüdür.

Yapısal genliğin karesi, bir atomun saçtığı radyasyonun yoğunluğunun, bir elektronun saçtığı radyasyonun yoğunluğundan kaç kat daha büyük olduğunu gösterir:

Atomik genlik I a, maddenin atomundaki elektronların dağılımı ile belirlenir; atomik genliğin değeri analiz edilerek, elektronların atomdaki dağılımını hesaplamak mümkündür.

2.2.3 X ışınlarının kristal kafes tarafından saçılması

Pratik çalışmalar için en büyük ilgi. X ışınlarının girişimi teorisi ilk olarak Laue tarafından doğrulandı. Radyografilerdeki maksimum girişim konumlarının teorik olarak hesaplanmasını mümkün kıldı.

Bununla birlikte, girişim etkisinin yaygın pratik uygulaması ancak İngiliz fizikçiler (baba ve oğul Bragg) ve aynı zamanda Rus kristalograf G.V. Wulff, bir x-ışını kırınım modeli üzerindeki girişim maksimumunun konumu ile uzaysal kafesin yapısı arasında daha basit bir bağlantı keşfederek son derece basit bir teori yarattı. Aynı zamanda kristali bir atom sistemi olarak değil, atomik düzlemlerden oluşan bir sistem olarak değerlendirdiler; bu da X ışınlarının atomik düzlemlerden aynasal yansımaya maruz kaldığını öne sürdü.

Şekil 11, gelen ışın S 0'ı ve (HKL) S HKL düzlemi tarafından saptırılan ışın gösterilmektedir.

Yansıma yasasına göre bu düzlem, S0 ve SHKL ışınlarının bulunduğu düzleme dik olmalı ve aralarındaki açıyı ikiye bölmelidir; Gelen ışının devamı ile saptırılan ışın arasındaki açı 2q'dur.

Uzamsal kafes bir dizi P 1, P 2, P 3 düzleminden inşa edilmiştir ...

Böyle bir paralel sistemin etkileşimini ele alalım; iki bitişik düzlem P ve P 1 örneğini kullanarak birincil ışınlı düzlemler (Şekil 12):

Pirinç. 12. Wolf-Bragg formülünün türetilmesi

Paralel ışınlar SO ve S 1 O 1, O ve O 1 noktalarına P ve P 1 düzlemlerine q açısıyla düşer. Ayrıca dalga O 1 noktasına, dalgaların yolu arasındaki farka eşit bir gecikmeyle ulaşır ki bu da AO 1 = d sinq'ye eşittir.Bu ışınlar P ve P 1 düzlemlerinden aynı açıda aynasal olarak yansıtılacaktır. q. Yansıyan dalgaların yollarındaki fark şuna eşittir: O 1 B = d sinq . Kümülatif yol farkı Dl=2d sinq. Her iki düzlemden yansıyan ve düzlem dalga şeklinde yayılan ışınlar birbirine müdahale etmelidir.

Her iki salınımın faz farkı şuna eşittir:

(7)

Denklem (7)'den, ışınların yol farkı bir tam sayı dalganın katı olduğunda, Dl=nl=2d sinq, faz farkının olduğu sonucu çıkar. 2p'nin katı olacak, yani salınımlar aynı fazda olacak, bir dalganın "tümseği" diğerinin "tümseğiyle" örtüşecek ve salınımlar birbirini güçlendirecek. Bu durumda, x-ışını kırınım deseninde bir girişim zirvesi gözlemlenecektir. Böylece 2d sinq = nl (8) eşitliğini elde ederiz (burada n, yansıma sırası olarak adlandırılan ve komşu düzlemlerden yansıyan ışınların yollarındaki farkla belirlenen bir tam sayıdır)

Maksimum girişimin elde edilmesi için bir koşuldur. Denklem (8) Wulff-Bragg formülü olarak adlandırılır. Bu formül X-ışını kırınım analizinin temelini oluşturur. Tanıtılan “atom düzleminden yansıma” teriminin şartlı olduğu unutulmamalıdır.

Wulff-Bragg formülünden, dalga boyu l olan bir X-ışını ışını, aralarındaki mesafe d'ye eşit olan bir paralel düzlem düzlemleri ailesine düşerse, o zaman hiçbir yansıma (maksimum girişim) olmayacağı sonucu çıkar. Işınların yönü ile yüzey arasındaki açı bu denkleme karşılık gelir.

Düşündüğümüz ilişkiler, X-ışını radyasyonunun zayıflatılması sürecinin niceliksel yönünü yansıtmaktadır. Sürecin niteliksel yönüne veya zayıflamaya neden olan fiziksel süreçlere kısaca değinelim. Bu öncelikle emilimdir, yani. X-ışını enerjisinin diğer enerji türlerine dönüştürülmesi ve ikinci olarak saçılma, yani. dalga boyunu değiştirmeden (klasik Thompson saçılımı) ve dalga boyunu değiştirerek (kuantum saçılımı veya Compton etkisi) radyasyonun yayılma yönünü değiştirmek.

1. Fotoelektrik absorpsiyon. X-ışını kuantumu, maddenin atomlarının elektron kabuklarından elektronları koparabilir. Bunlara genellikle fotoelektronlar denir. Gelen kuantanın enerjisi düşükse, elektronları atomun dış kabuklarından çıkarırlar. Fotoelektronlara büyük kinetik enerji aktarılır. Artan enerjiyle birlikte, X-ışını kuantumu, atomun daha derin kabuklarında bulunan ve çekirdeğe bağlanma enerjisi dış kabuklardaki elektronlarınkinden daha büyük olan elektronlarla etkileşime girmeye başlar. Bu etkileşimle, gelen X-ışını kuantumunun enerjisinin neredeyse tamamı emilir ve fotoelektronlara verilen enerjinin bir kısmı, ilk duruma göre daha azdır. Fotoelektronların ortaya çıkmasına ek olarak, bu durumda elektronların daha yüksek seviyelerden çekirdeğe daha yakın olan seviyelere geçişi nedeniyle karakteristik radyasyon miktarı yayılır.

Böylece, fotoelektrik absorpsiyonun bir sonucu olarak, belirli bir maddenin karakteristik bir spektrumu ortaya çıkar - ikincil karakteristik radyasyon. K kabuğundan bir elektron fırlatılırsa, ışınlanmış maddenin tüm çizgi spektrum karakteristiği ortaya çıkar.

Pirinç. 2.5. Absorbsiyon katsayısının spektral dağılımı.

Gelen X-ışını radyasyonunun dalga boyu l'ye bağlı olarak fotoelektrik absorpsiyon nedeniyle kütle absorpsiyon katsayısı t/r'deki değişimi ele alalım (Şekil 2.5). Eğrideki kırılmalara absorpsiyon sıçramaları adı verilir ve karşılık gelen dalga boyuna absorpsiyon sınırı denir. Her sıçrama, K, L, M vb. atomunun belirli bir enerji seviyesine karşılık gelir. l gr'da, X-ışını fotonunun enerjisi, bir elektronu bu seviyeden çıkarmak için yeterli olduğu ortaya çıkıyor, bunun sonucunda belirli bir dalga boyundaki X-ışını kuantumunun emilimi keskin bir şekilde artıyor. En kısa dalga boyu sıçraması, bir elektronun K seviyesinden, ikincisi L seviyesinden vs. çıkarılmasına karşılık gelir. L ve M sınırlarının karmaşık yapısı, bu kabuklarda birkaç alt seviyenin varlığından kaynaklanmaktadır. Dalga boyları 1 gr'dan biraz daha büyük olan X-ışınları için kuantumun enerjisi, bir elektronu karşılık gelen kabuktan çıkarmak için yetersizdir; madde bu spektral bölgede nispeten şeffaftır.

Absorbsiyon katsayısının l'ye bağımlılığı ve Z fotoelektrik etki şu şekilde tanımlanır:

t/r = Cl3 Z 3 (2.11)

burada C orantılılık katsayısıdır, Zışınlanan elemanın seri numarasıdır, t/r kütle absorpsiyon katsayısıdır, l gelen X-ışını radyasyonunun dalga boyudur.

Bu bağımlılık, Şekil 2.5'teki eğrinin soğurma sıçramaları arasındaki bölümlerini açıklamaktadır.

2. Klasik (tutarlı) saçılma Saçılmanın dalga teorisini açıklar. Bir X-ışını kuantumu bir atomun elektronuyla etkileşime girdiğinde ve kuantumun enerjisi elektronu belirli bir seviyeden çıkarmak için yetersiz olduğunda ortaya çıkar. Bu durumda klasik saçılma teorisine göre X-ışınları atomların bağlı elektronlarında zorlanmış titreşimlere neden olur. Salınım yapan elektronlar, tüm salınan elektrik yükleri gibi, her yöne yayılan elektromanyetik dalgaların kaynağı haline gelir.

Bu küresel dalgaların girişimi, kristalin yapısıyla doğal olarak ilişkili olan bir kırınım modelinin ortaya çıkmasına neden olur. Dolayısıyla, saçılma nesnesinin yapısının yargılanabileceği kırınım desenlerinin elde edilmesini mümkün kılan tutarlı saçılmadır. Dalga boyları 0,3Å'dan büyük olan yumuşak X-ışını radyasyonu bir ortamdan geçtiğinde klasik saçılma meydana gelir. Bir atomun saçılma gücü şuna eşittir:

, (2.12)

ve bir gram madde

burada I 0 gelen X-ışını ışınının yoğunluğudur, N Avogadro sayısıdır, A atom ağırlığıdır, Z– maddenin seri numarası.

Buradan P/I 0 veya eşit olduğundan klasik saçılma s sınıfı /r'nin kütle katsayısını bulabiliriz. .

Tüm değerleri yerine koyarsak şunu elde ederiz: .

Çoğu elementten beri Z/A@0,5 (hidrojen hariç), o zaman

onlar. Klasik saçılmanın kütle katsayısı tüm maddeler için yaklaşık olarak aynıdır ve gelen X-ışını radyasyonunun dalga boyuna bağlı değildir.

3. Kuantum (tutarsız) saçılma. Bir madde sert X-ışını radyasyonu (dalga boyu 0,3Å'dan az) ile etkileşime girdiğinde, saçılan radyasyonun dalga boyunda bir değişiklik gözlemlendiğinde kuantum saçılması önemli bir rol oynamaya başlar. Bu olay dalga teorisiyle açıklanamaz ama kuantum teorisiyle açıklanır. Kuantum teorisine göre böyle bir etkileşim, X-ışını kuantumunun serbest elektronlarla (dış kabukların elektronları) elastik çarpışmasının sonucu olarak düşünülebilir. X-ışını kuantumları enerjilerinin bir kısmını bu elektronlara vererek onların diğer enerji seviyelerine geçişine neden olur. Enerji kazanan elektronlara geri tepme elektronları denir. Böyle bir çarpışma sonucunda enerjisi hn 0 olan X-ışını kuantumu, orijinal yönünden bir y açısı kadar sapar ve gelen kuantumun enerjisinden hn 1 daha az bir enerjiye sahip olacaktır. Saçılan radyasyonun frekansındaki azalma aşağıdaki ilişkiyle belirlenir:

hn 1 = hn 0 - E bölümü, (2.15)

burada E rect geri tepme elektronunun kinetik enerjisidir.

Teori ve deneyimler, kuantum saçılması sırasında frekans veya dalga boyundaki değişimin, elementin sıra numarasına bağlı olmadığını göstermektedir. Z, ancak saçılma açısına bağlıdır. burada

l y - l 0 = l = ×(1 - çünkü y) @ 0,024 (1 - rahat), (2,16)

burada l 0 ve ly, X-ışını kuantumunun saçılma öncesi ve sonrası dalga boyudur,

m 0 – dinlenme halindeki bir elektronun kütlesi, C- ışık hızı.

Saçılma açısı arttıkça l'nin 0'dan (y = 0°'de) 0,048 Å'ye (y = 180°'de) arttığı formüllerden açıkça görülmektedir. Dalga boyu 1Å düzeyinde olan yumuşak ışınlar için bu değer yaklaşık %4-5 gibi küçük bir yüzdedir. Ancak sert ışınlar için (l = 0,05–0,01 Å), dalga boyunda 0,05 Å'luk bir değişiklik, l'de iki veya hatta birkaç faktör kadar bir değişiklik anlamına gelir.

Kuantum saçılımının tutarsız olması nedeniyle (l farklıdır, yansıyan kuantumun yayılma açısı farklıdır, saçılan dalgaların kristal kafese göre yayılmasında kesin bir model yoktur), düzenlemedeki sıra atomlar kuantum saçılımının doğasını etkilemez. Bu dağınık x-ışınları, x-ışını görüntüsünde genel arka planın oluşturulmasında rol oynar. Arka plan yoğunluğunun saçılma açısına bağımlılığı teorik olarak hesaplanabilir ve bunun X-ışını kırınım analizinde pratik bir uygulaması yoktur, çünkü Arka planın oluşmasının çeşitli nedenleri vardır ve genel önemi kolayca hesaplanamaz.

Esas olarak X ışınlarının zayıflamasını belirleyen, dikkate aldığımız fotoelektron emilimi, tutarlı ve tutarsız saçılma süreçleridir. Bunlara ek olarak, X ışınlarının atom çekirdeği ile etkileşimi sonucu elektron-pozitron çiftlerinin oluşumu gibi başka işlemler de mümkündür. Yüksek kinetik enerjiye sahip birincil fotoelektronların etkisi altında, birincil X-ışını floresansının yanı sıra ikincil, üçüncül vb. meydana gelebilir. karakteristik radyasyon ve karşılık gelen fotoelektronlar, ancak daha düşük enerjilerle. Son olarak, bazı fotoelektronlar (ve kısmen geri tepen elektronlar) maddenin yüzeyindeki potansiyel bariyeri aşabilir ve onun ötesine uçabilir; harici bir fotoelektrik etki meydana gelebilir.

Ancak belirtilen tüm olayların X-ışını zayıflama katsayısının değeri üzerinde çok daha küçük bir etkisi vardır. Genellikle yapısal analizde kullanılan, onda biri ila angstrom birimleri arasındaki dalga boylarına sahip X-ışınları için, tüm bu yan etkiler ihmal edilebilir ve birincil X-ışını ışınındaki zayıflamanın bir yandan saçılma ve saçılma nedeniyle meydana geldiği varsayılabilir. Öte yandan emilim süreçlerinin bir sonucu olarak. Daha sonra zayıflama katsayısı iki katsayının toplamı olarak temsil edilebilir:

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

burada s/r, tutarlı ve tutarsız saçılmadan kaynaklanan enerji kayıplarını hesaba katan kütle saçılma katsayısıdır; t/r, esas olarak karakteristik ışınların fotoelektrik soğurulması ve uyarılmasından kaynaklanan enerji kayıplarını hesaba katan kütle soğurma katsayısıdır.

Absorbsiyon ve saçılmanın X-ışını ışınının zayıflamasına katkısı eşit değildir. Yapısal analizde kullanılan X-ışınları için tutarsız saçılma ihmal edilebilir. Tutarlı saçılımın büyüklüğünün de küçük ve tüm elementler için yaklaşık olarak sabit olduğunu dikkate alırsak, o zaman şunu varsayabiliriz:

m/r » t/r , (2.18)

onlar. X-ışını ışınının zayıflamasının esas olarak absorpsiyonla belirlendiği. Bu bakımdan fotoelektrik etki sırasında kütle soğurma katsayısı için yukarıda tartışılan yasalar kütle zayıflama katsayısı için de geçerli olacaktır.

Radyasyon seçimi . Absorbsiyon (zayıflama) katsayısının dalga boyuna bağımlılığının doğası, yapısal çalışmalarda radyasyon seçimini bir dereceye kadar belirler. Kristaldeki güçlü emilim, x-ışını kırınım desenindeki kırınım noktalarının yoğunluğunu önemli ölçüde azaltır. Ayrıca güçlü emilim sırasında oluşan floresans filmi aydınlatır. Bu nedenle, incelenen maddenin emilim sınırından biraz daha kısa dalga boylarında çalışmak kârsızdır. Bu durum Şekil 2'deki diyagramdan kolaylıkla anlaşılabilmektedir. 2.6.

1. İncelenen maddeyle aynı atomlardan oluşan anot ışın yayarsa, o zaman örneğin emme sınırını elde ederiz.

Şekil 2.6. Bir maddeden geçerken X-ışını radyasyonunun yoğunluğundaki değişiklik.

Kristalin absorpsiyonunun K kenarı (Şekil 2.6, eğri 1), karakteristik radyasyonuna göre hafifçe spektrumun kısa dalga bölgesine kaydırılacaktır. Bu kayma, çizgi spektrumunun kenar çizgilerine göre 0,01–0,02 Å düzeyindedir. Her zaman aynı elementin emisyon ve emiliminin spektral konumunda meydana gelir. Soğurma sıçraması, bir elektronu atom dışındaki bir seviyeden çıkarmak için harcanması gereken enerjiye karşılık geldiğinden, en sert K serisi çizgisi, atomun en uzak seviyesinden K seviyesine geçişe karşılık gelir. Bir elektronu atomdan koparmak için gereken E enerjisinin, bir elektronun en uzak seviyeden aynı K seviyesine hareket etmesi sırasında açığa çıkan enerjiden her zaman biraz daha fazla olduğu açıktır. Şek. Şekil 2.6'ya (eğri 1) göre, eğer incelenen anot ve kristal tek bir madde ise, o zaman en yoğun karakteristik radyasyon, özellikle Ka ve Kb çizgileri, kristalin absorpsiyona göre zayıf absorpsiyon bölgesinde yer alır. sınır. Bu nedenle, bu tür radyasyonun kristal tarafından emilmesi düşüktür ve floresans zayıftır.

2. Atom numarası ZŞekil 1'in incelenen kristalden daha büyük olması durumunda, bu anotun radyasyonu Moseley yasasına göre hafifçe kısa dalga bölgesine kayacak ve Şekil 2'de gösterildiği gibi incelenen aynı maddenin absorpsiyon sınırına göre yerleştirilecektir. 2,6, eğri 2. Kb çizgisi burada emilir, bu da çekime müdahale edebilecek floresansla sonuçlanır.

3. Atom numaraları farkı 2-3 birim ise Z o zaman böyle bir anodun emisyon spektrumu kısa dalga bölgesine daha da kayacaktır (Şekil 2.6, eğri 3). Bu durum daha da elverişsizdir, çünkü ilk olarak X-ışını radyasyonu büyük ölçüde zayıflar ve ikinci olarak güçlü floresans çekim sırasında filmi aydınlatır.

Bu nedenle en uygun olanı, karakteristik radyasyonu incelenen numunenin zayıf absorpsiyon bölgesinde yer alan bir anottur.

Filtreler. Göz önünde bulundurduğumuz seçici soğurma etkisi, spektrumun kısa dalga boyu kısmını zayıflatmak için yaygın olarak kullanılmaktadır. Bunu yapmak için, ışınların yoluna yüzlerce kalınlıkta folyo yerleştirilir. mm. Folyo, seri numarası 1-2 birim daha az olan bir maddeden yapılmıştır. Z anot. Bu durumda, Şekil 2.6'ya (eğri 2) göre, folyonun absorpsiyon bandının kenarı, Ka - ve K b - emisyon çizgileri ile K b - çizgisi ve ayrıca sürekli spektrum arasında yer alır. büyük ölçüde zayıflamak. K b'nin Ka radyasyonuna göre zayıflaması yaklaşık 600'dür. Böylece yoğunluğu neredeyse değişmeyen bir radyasyondan b radyasyonunu filtrelemiş olduk. Filtre, seri numarası 1-2 birim eksik olan bir malzemeden yapılmış folyo olabilir. Z anot. Örneğin, molibden radyasyonu üzerinde çalışırken ( Z= 42), zirkonyum filtre görevi görebilir ( Z= 40) ve niyobyum ( Z= 41). Mn serisinde ( Z= 25), Fe ( Z= 26), Co ( Z= 27) önceki öğelerin her biri bir sonraki öğe için filtre görevi görebilir.

Filmin floresans ışınlarına maruz kalmaması için filtrenin, kristalin fotoğrafının çekildiği odanın dışına yerleştirilmesi gerektiği açıktır.

Şu tarihte: yüksek voltajda çalışmak Sıradan voltajlardaki radyografide olduğu gibi, dağınık X-ışını radyasyonuyla mücadelede bilinen tüm yöntemlerin kullanılması gerekir.

Miktar dağınık x-ışınlarıÇalışan X-ışını ışınının çapının sınırlandırılmasıyla elde edilen ışınlama alanı azaldıkça azalır. Işınlama alanının azalmasıyla birlikte X-ışını görüntüsünün çözünürlüğü artar, yani gözün algıladığı minimum detay boyutu azalır. Çalışan X-ışını ışınının çapını sınırlamak için değiştirilebilir diyaframlar veya tüpler hâlâ yeterince kullanılmamaktadır.

Miktarı azaltmak için dağınık x-ışınları Mümkün olduğunda sıkıştırma kullanılmalıdır. Sıkıştırma sırasında, incelenen nesnenin kalınlığı azalır ve elbette dağınık X-ışını radyasyonunun oluşum merkezleri daha az olur. Sıkıştırma için, X-ışını teşhis ekipmanında bulunan özel sıkıştırma kayışları kullanılır, ancak bunlar yeterince sık kullanılmaz.

Saçılan radyasyon miktarı X-ışını tüpü ile film arasındaki mesafe arttıkça azalır. Bu mesafeyi ve buna karşılık gelen açıklığı artırarak, daha az farklılaşan bir X-ışını demeti elde edilir. X-ışını tüpü ile film arasındaki mesafe arttıkça ışınlama alanının mümkün olan minimum boyuta indirilmesi gerekir. Bu durumda incelenen alan “kesilmemelidir”.

Bu amaçla son zamanlarda tasarımlar X-ışını teşhis cihazları, ışık merkezleyiciye sahip piramidal bir tüpe sahiptir. Onun yardımıyla, yalnızca X-ışını görüntüsünün kalitesini artırmak için fotoğrafı çekilen alanı sınırlamak değil, aynı zamanda insan vücudunun radyografiye tabi olmayan kısımlarının gereksiz ışınlanmasını da ortadan kaldırmak mümkündür.

Miktarı azaltmak için dağınık x-ışınlarıİncelenen nesnenin kısmı röntgen filmine mümkün olduğu kadar yakın olmalıdır. Bu doğrudan büyütmeli radyografi için geçerli değildir. Doğrudan görüntü büyütmeli radyografide, dağınık gözlem pratikte X-ışını filmine ulaşmaz.

Kullanılan kum torbaları sabitleme Kum, dağınık X-ışını radyasyonunun oluşumu için iyi bir ortam olduğundan, incelenen nesne kasetten daha uzağa yerleştirilmelidir.

Radyografi ile eleme ızgarası kullanılmadan masa üzerinde üretilen, kasetin veya filmli zarfın altına mümkün olan en büyük boyutta kurşunlu kauçuk levha yerleştirilmelidir.
Emilim için dağınık x-ışınları Bu ışınları insan vücudundan çıkarken emen tarama X-ışını ızgaraları kullanılır.

Teknolojiye hakim olmak X-ışını üretimi X-ışını tüpündeki artan voltajlarda, bu tam olarak bizi ideal X-ışını görüntüsüne yaklaştıran yoldur, yani hem kemiğin hem de yumuşak dokunun ayrıntılı olarak açıkça görülebildiği yol.

X-ışını kırınımı, X-ışınlarının sıvı ve gaz kristalleri veya molekülleri tarafından saçılmasıdır; burada aynı dalga boyundaki ikincil saptırılmış ışınlar (kırılan ışınlar), birincil X-ışınlarının etkileşiminden kaynaklanan ilk ışın ışınından kaynaklanır. maddenin elektronları ile. İkincil ışınların yönü ve yoğunluğu saçılan nesnenin yapısına bağlıdır. Kırılan ışınlar, madde tarafından saçılan toplam X-ışını radyasyonunun bir kısmını oluşturur. Dalga boyunda değişiklik olmayan saçılmanın yanı sıra, Compton saçılması adı verilen dalga boyunda değişiklik olan saçılma da gözlemlenir. Dalga doğasını kanıtlayan X-ışını kırınımı olgusu, ilk kez 1912 yılında Alman fizikçiler M. Laue, W. Friedrich ve P. Knipping tarafından kristaller üzerinde deneysel olarak keşfedildi.

Kristal, X-ışınları için doğal bir üç boyutlu kırınım ızgarasıdır, çünkü kristaldeki saçılma merkezleri (atomlar) arasındaki mesafe, X-ışınlarının dalga boyuyla aynı düzendedir (~1Å=10-8 cm). X ışınlarının kristaller tarafından kırınımı, X ışınlarının kristal kafesin atomik düzlem sistemlerinden seçici yansıması olarak düşünülebilir. Kırınım maksimumunun yönü aynı anda Laue denklemleriyle belirlenen üç koşulu karşılar.
Kırınım modeli, sürekli spektrumlu X-ışını radyasyonu kullanan sabit bir kristalden (Lauegram olarak adlandırılır) veya monokromatik X-ışını radyasyonu ile aydınlatılan dönen veya salınımlı bir kristalden veya monokromatik radyasyonla aydınlatılan bir polikristalden elde edilir. Kırılan ışının yoğunluğu, kristalin atomlarının atomik faktörleri, kristalin birim hücresi içindeki konumları ve atomların termal titreşimlerinin doğası tarafından belirlenen yapı faktörüne bağlıdır. Yapı faktörü, birim hücredeki atomların düzeninin simetrisine bağlıdır. Kırılan ışının yoğunluğu, nesnenin boyutuna, şekline ve kristalin mükemmelliğine bağlıdır.
X ışınlarının çok kristalli cisimlerden kırınımı, ikincil ışın konilerinin oluşmasıyla sonuçlanır. Koninin ekseni birincil ışındır ve koninin açılma açısı 4J'dir (J, yansıtan düzlem ile gelen ışın arasındaki açıdır). Her koni belirli bir kristal düzlem ailesine karşılık gelir. Düzlem ailesi gelen ışına J açısıyla yerleştirilmiş tüm kristaller koninin oluşumuna katılır. Kristaller küçükse ve birim hacim başına çok fazla sayıda varsa, o zaman ışın konisi sürekli olacaktır. Doku durumunda, yani kristallerin tercih edilen bir yöneliminin varlığı durumunda, kırınım deseni (x-ışını deseni) eşit olmayan şekilde kararmış halkalardan oluşacaktır.

O dönemde atomun yapısına ilişkin yaygın olan birçok spekülasyondan farklı olarak Thomson'ın modeli, yalnızca modeli doğrulamakla kalmayıp aynı zamanda bir atomdaki parçacık sayısına ilişkin belirli göstergeler veren fiziksel gerçeklere dayanıyordu. Bunlardan ilki, X-ışınlarının saçılması veya Thomson'un dediği gibi ikincil X-ışınlarının ortaya çıkmasıdır. Thomson, X-ışınlarını elektromanyetik titreşimler olarak görüyor. Bu tür titreşimler elektron içeren atomlara düştüğünde, hızlandırılmış harekete geçen elektronlar Larmor formülüyle tanımlandığı gibi yayılır. Birim hacimde bulunan elektronların birim zamanda yaydığı enerji miktarı

burada N, birim hacim başına elektronların (parçacıkların) sayısıdır. Öte yandan elektron ivmesi

burada E p birincil radyasyonun alan gücüdür. Sonuç olarak, saçılan radyasyonun yoğunluğu

Poynting teoremine göre gelen radyasyonun yoğunluğu şuna eşit olduğundan:

daha sonra saçılan enerjinin birincil enerjiye oranı

Charles Glover Barcla Karakteristik X-ışınlarının keşfi nedeniyle 1917'de Nobel Ödülü'nü alan 1899-1902'deydi. Cambridge'de Thomson'la birlikte "araştırma öğrencisi" (yüksek lisans öğrencisi) olarak çalıştı ve burada X ışınlarıyla ilgilenmeye başladı. 1902'de Liverpool'daki University College'da öğretmendi ve 1904'te burada ikincil X-ışını radyasyonu üzerinde çalışırken, Thomson'ın teorik tahminleriyle oldukça tutarlı olan polarizasyonunu keşfetti. 1906'daki son deneyinde Barkla, birincil ışının karbon atomları tarafından saçılmasına neden oldu. Saçılan ışın birincil ışına dik olarak düştü ve tekrar karbon tarafından saçıldı. Bu üçüncül ışın tamamen polarize oldu.

1904 yılında Barcla, X ışınlarının ışık atomlarından saçılımını incelerken ikincil ışınların doğasının birincil ışınlarla aynı olduğunu buldu. İkincil radyasyonun yoğunluğunun birincil olana oranı için birincil radyasyondan bağımsız ve maddenin yoğunluğuyla orantılı bir değer buldu:

Thomson formülünden

Ancak yoğunluk = n A / L, burada A atomun atom ağırlığı, n ise atom sayısıdır. 1cm3, L Avogadro'nun sayısıdır. Buradan,

Bir atomdaki parçacık sayısını Z'ye eşitlersek, N = nZ ve

Bu ifadenin sağ tarafına e, m, L değerlerini koyarsak K'yi buluruz. 1906 yılında, e ve m sayıları kesin olarak bilinmezken Thomson, Barkle'ın hava ölçümlerinden şunu buldu: z = bir yani bir atomdaki parçacık sayısı atom ağırlığına eşittir. 1904 yılında Barkle tarafından hafif atomlar için elde edilen K değeri şu şekildeydi: K = 0,2. Ancak 1911'de Barkla, Bucherer'in e/m için güncellenmiş verilerini kullanarak e ve L değerlerini elde etti. Rutherford Ve Geiger, kabul edilmiş K = 0,4, ve bu nedenle, Z = 1/2. Biraz sonra ortaya çıktığı gibi, bu ilişki hafif çekirdekler bölgesinde (hidrojen hariç) iyi bir şekilde geçerlidir.

Thomson'un teorisi bir dizi meselenin açıklığa kavuşturulmasına yardımcı oldu, ancak daha da fazla soruyu çözümsüz bıraktı. Bu modele kesin darbe, daha sonra tartışılacak olan Rutherford'un 1911'deki deneyleriyle geldi.

Atomun benzer bir halka modeli 1903'te Japon bir fizikçi tarafından önerildi. Nagaoka. Atomun merkezinde, Satürn'ün halkaları gibi elektron halkalarının etrafında döndüğü pozitif bir yük olduğunu öne sürdü. Yörüngelerinde küçük yer değiştirmeler olan elektronların gerçekleştirdiği salınım periyotlarını hesaplamayı başardı. Bu şekilde elde edilen frekanslar aşağı yukarı yaklaşık olarak bazı elementlerin * spektral çizgilerini tanımlamaktadır.

* (Ayrıca atomun gezegen modelinin 1901'de önerildiğini de belirtmek gerekir. J. Perrin. Bu girişimden 11 Aralık 1926'da verdiği Nobel konferansında bahsetmişti.)

25 Eylül 1905'te Alman Doğa Bilimcileri ve Doktorları'nın 77. Kongresi'nde V. Wien elektronlar hakkında bir rapor sundu. Bu arada bu raporda şunları söylüyordu: "Spektral çizgilerin açıklanması elektronik teorisi için de büyük bir zorluk teşkil etmektedir. Her element, lüminesans halindeyken yaydığı belirli bir spektral çizgi grubuna karşılık geldiğinden, her biri Atomun değişmeyen bir sistemi temsil etmesi gerekir. Atomu, tıpkı gezegenler gibi etrafında negatif elektronların döndüğü pozitif yüklü bir merkezden oluşan bir gezegen sistemi olarak düşünmek en kolayı olacaktır. Ancak böyle bir sistem, elektronların yaydığı enerji nedeniyle değişmeden kalamaz. Bu nedenle, elektronların göreceli olarak hareketsiz olduğu veya ihmal edilebilir hızlara sahip olduğu bir sisteme yönelmek zorunda kalıyoruz; bu, pek çok şüpheli şeyi içeren bir kavram."

Radyasyonun ve atomların yeni gizemli özelliklerinin keşfedilmesiyle bu şüpheler daha da arttı.