3. Поглощение рентгеновских лучей

Исследование металлов при помощи рентгеновских лучей основано на взаимодействии их с изучаемым веществом, поэтому необходимо рассмотреть явления, возникающие при этом взаимодействий.

При прохождений направленного пучка рентгеновских лучей через вещество интенсивность пучка вдоль начального направления ослабляется за счет истинного ослабления и изменения первоначального направления фотона, так называемого рассеивания.

При поглощении фотонов первичным актом является возбуждение атомов вещества. Оно может происходить в том случае, когда изменяется положение электронов в пределах электронной, оболочки атома и электроны переходят в новое квантовое состояние, соответствующее более высокий уровнями энергии, либо когда электрон удаляется из оболочки атома за его пределы.

Число электронов, вырываемых за пределы атома (ионизация) определяют интенсивностью падающих рентгеновских лучей, а скорость их зависит от длины волны. Ее определяют из уравнения

hν = P + mV² / 2

где Р — работа вырывания электрона,

V — скорость электрона.

Если электрон выбивается за пределы вещества (фотоэффект), то работа вырывания будет больше.

Когда фотоны падающих рентгеновских лучей обладают большой энергией, то они могут вырывать не только периферические слабо связанные электроны, но й электроны, находящиеся на внутренних оболочках атома (К, L, М и т. д.).

Если летящим фотоном первичного пучка будет выбит электрон с К-уровня, то, следовательно, возможны перескоки электронов с более высоких уровней, в результате чего появится характеристическое излучение, которое называется вторичным. Длина волны вторичного характеристического излучения определяется природой вещества, с которым взаимодействуют рентгеновские лучи.

В атоме могут происходить и более сложные процессы. Например, если на вещество падают лучи λ, способные выбить электрон с К-уровня, затрачивая на это энергию E_к, то hv=Е_К будет равна кинетической энергии выброшенных электронов. Освободившееся место в слое К может быть занято электронами, перешедшими из слоя L, при этом испускается квант характеристического излучения E_L. Энергия этого кванта может быть поглощена тем же атомом и пойти на выравнивание электрона с L-уровня с затратой энергии E_L. Теперь в слое L будут отсутствовать два электрона, их места могут быть заполнены при переходе двух электронов из уровня М с одновременным испусканием двух квантов λ_L или же освободившаяся энергия будет поглощена в том же атоме с испусканием двух фотоэлектронов из слоя М.

Таким образом, из одного атома может быть выброшено одновременно четыре электрона без лучеиспускания — по одному с уровнем К и L и два с уровня М.

Сложный фотоэффект, подобно описанному, происходит очень часто и особенно в атомах с малыми атомными номерами. Так, например, для никеля количество переходов, совершающихся с лучеиспусканием, составляет около 40%. В остальных случаях освобождающаяся энергия расходуется на многократную ионизацию.

Освободившиеся электроны, перемещаясь внутри вещества, испытывают на своем пути электрические взаимодействия с встречающимися на их пути атомами. Электроны, сталкиваясь с атомами, подобно тому как это происходит при упругом ударе тел, отклоняются от своего первоначального направления, тогда как атомы испытывают отдачу. Освободившийся электрон, следовательно, имеет извилистый путь в веществе, при этом он постепенно отдает свою энергию при упругих столкновениях, оставляя за собой множество атомов, получающих дополнительный импульс. Это означает, что кинетическая энергия фотоэлектронов переходит в тепловую энергию.

Поглощение атомами энергии рентгеновских лучей не является единственным видом их взаимодействия е веществом. Вещество, через которое проходит пучок рентгеновских лучей, само становится источником вторичных рентгеновских лучей, испускаемых во все стороны. Происходит так называемое рассеивание.

По представлениям электродинамики явление рассеивания состоит в том, что первичные лучи вызывают вынужденные колебания внешних электронов атомов

рассеивающего тела, которые сами становятся при этом центрами, излучающими вторичные рассеянные лучи той же длины волны. Интенсивность рассеянного излучения одним электроном по этой теории равна:

I_Э = 8πe⁴ / 3m² с ²

где I₀ — интенсивность падающих лучей, е, m — заряд и масса электрона, с — скорость света.

Так как каждый атом рассеивающего тела содержит Z электронов, то общее рассеяние, производимое одним атомом, будет в Z раз больше (при условии, если все электроны сосредоточены в одной точке):

I_a= I_Э Z .

Качественный критерий явления рассеивания—коэффициент рассеивания. Отношение энергии, рассеянной одним граммом вещества, к интенсивности падающих лучей называется массовым коэффициентом рассеивания. Если в 1 см³ рассеивающего тела содержится n атомов, то на 1 см длины пути первичного пучка, площадь которого 1 см² (мощность такого пучка и является интенсивностью), интенсивность рассеянного излучения будет I_Э = Z n. Наконец, отнесем рассеяннее излучение к 1 г, для чего необходимо выражение I_Э = Z n разделить на плотность ρ, после чего получим значение массового коэффициента рассеивания σ_m:

σ_m = I_Э Z n / ρ I₀ = 8πe⁴Z n / 3m² ρ с ²

В этом уравнении отношение n / ρ есть число атомов в одном грамме вещества и может быть заменено отношением N / А , где N число Авогадро, А — атомный вес. После подстановки получаем

σ_m = 0,402 Z / А ≈ 0,2

учитывая, что отношение Z / А для всех элементов примерно равно половине. Следовательно, массовый коэффициент рассеивания имеет небольшую величину и не зависит ни от длины волны и интенсивности первичных лучей, ни от рода вещества рассеивающего тела. Однако этот теоретический подсчет подтверждается лишь приближенно и притом для длин волн λ> 0,3 Å, рассеянных относительно тяжелыми атомами.

При воздействии на вещество очень короткими волнами λ< 0,3 Å отмечается несогласованность с теорией и в другом, а именно: образуется дополнительно рассеянное излучение с увеличенной волной. Этот факт не может быть объяснен с позиций электродинамики, он объясняется лишь с точки зрения квантовой теории.

Согласно квантовой теории рассеивания, при взаимодействии кванта лучистой энергии hν₀ со свободным электроном освещаемого тела возникает новый квант hν₁ , который hν₀ > hν₁ , и из тела вылетает электрон с определенной скоростью — электрон отдачи. Рассеивание в этом случае можно трактовать как^: упругий удар между падающим квантом, и рассеивающим электроном, при этом квант передает электрону часть своей энергии.

Таким образом, мы видим, что энергия рентгеновских лучей, проходящих через какое-либо вещество с относительно тяжелыми атомами, частично рассеивается во все стороны, не изменяя своей длины волны. Такое рассеивание называется когерентным, но некоторая доля лучей рассеивается с изменением длины волны — некогерентное рассеивание.

На рис. 7 приведен график изменения отношения некогерентного рассеивания к когерентному в зависимости от атомного номера рассеивающего элемента, т. е. с возрастанием атомного номера это отношение быстро убывает, поэтому практически для элементов с Z > 25 в основном наблюдается когерентное рассеивание. С возрастанием длины волны первичного луча это отношений быстро уменьшается.

Рис. 7. Зависимость Iн / Iк от атомного номера Z рассеивающего элемента

Когерентное рассеянное излучение играет Основную роль при изучении структуры вещества, поэтому рассматривать его мы еще будем в дальнейшем. Наличие рассеянного излучения с измененной длиной волны (не- когерентное и характеристическое) обычно является помехой при исследовании структуры. Очень жесткие лучи могут, взаимодействовать и с атомными ядрами, вызывая в них дополнительные процессы.