Рентгеновские спектры

Рентгеновские спектры, спектры испускания и поглощения рентгеновских лучей, т. е. электромагнитного излучения в области длин волн от 10^-4 до 10³ [1]. Для исследования спектров рентгеновского излучения, получаемого, например, в рентгеновской трубке, применяют спектрометры с кристаллом-анализатором (или дифракционной решёткой) либо бескристальную аппаратуру, состоящую из детектора (сцинтилляционного, газового пропорционального или полупроводникового счётчика) и амплитудного анализатора импульсов. Для регистрации рентгеновского спектра применяют рентгенофотоплёнку и различные детекторы ионизирующих излучений[27,28,29].

Тормозное излучение, электромагнитное излучение, испускаемое заряженной частицей при её рассеянии (торможении) в электрическом поле. Иногда в понятие тормозное излучение включают также излучение релятивистских заряженных частиц, движущихся в макроскопических магнитных полях (в ускорителях, в космическом пространстве), и называют его магнитотормозным; однако более употребительным в этом случае является термин синхротронное излучение[36].

 Спектр излучения рентгеновской трубки представляет собой наложение тормозного и характеристического рентгеновского спектра. Тормозной рентгеновский спектр возникает при торможении заряженных частиц, бомбардирующих мишень. Интенсивность тормозного спектра быстро растет с уменьшением массы бомбардирующих частиц и достигает значительной величины при возбуждении электронами. Тормозной рентгеновский спектр — сплошной, так как частица может потерять при тормозном излучении любую часть своей энергии. Он непрерывно распределён по всем длинам волн , вплоть до коротковолновой границы (рис.1.3) [27,32].

Рисунок 1.3- Распределение интенсивности I тормозного излучения W по длинам волн l при различных напряжениях V на рентгеновской трубке.

Согласно классической электродинамике, которая достаточно хорошо описывает основные закономерности тормозного излучения, его интенсивность пропорциональна квадрату ускорения заряженной частицы. Так как ускорение обратно пропорционально массе m частицы, то в одном и том же поле тормозное излучение легчайшей заряженной частицы — электрона будет, например, в миллионы раз мощнее излучения протона. Поэтому чаще всего наблюдается и практически используется тормозное излучение, возникающее при рассеянии электронов на электростатическом поле атомных ядер и электронов; такова, в частности, природа рентгеновских лучей в рентгеновских трубках и гамма-излучения, испускаемого быстрыми электронами при прохождении через вещество[30,31].

Спектр фотонов тормозного излучения непрерывен и обрывается при максимально возможной энергии, равной начальной энергии электрона. Интенсивность тормозного излучения пропорциональна квадрату атомного номера Z ядра, в поле которого тормозится электрон. При движении в веществе электрон с энергией выше некоторой критической энергии E ₀ тормозится преимущественно за счёт тормозного излучения (при меньших энергиях преобладают потери на возбуждение и ионизацию атомов) [8,9,10].

Рассеяние электрона в электрическом поле атомного ядра и атомных электронов является чисто электромагнитным процессом, и его наиболее точное описание даёт квантовая электродинамика. При не очень высоких энергиях электрона хорошее согласие теории с экспериментом достигается при учёте одного только кулоновского поля ядра. Согласно квантовой электродинамике, в поле ядра существует определённая вероятность квантового перехода электрона в состояние с меньшей энергией с излучением, как правило, одного фотона (вероятность излучения большего числа фотонов мала). Поскольку энергия фотона E  равна разности начальной и конечной энергии электрона, спектр тормозного излучения имеет резкую границу при энергии фотона., равной начальной кинетической энергии электрона T_e, рис. 1.4. Так как вероятность излучения в элементарном акте рассеяния пропорциональна Z ², то для увеличения выхода фотонов тормозного излучения в электронных пучках используются мишени из веществ с большими Z (свинец, платина и т.д.). Угловое распределение тормозного излучения существенно зависит от T_e: в нерелятивистском случае тормозное излучение подобно излучению электрического диполя, перпендикулярного к плоскости траектории электрона. При высоких энергиях тормозное излучение направлено вперёд по движению электрона и концентрируется в пределах конуса с угловым раствором порядка; это свойство используется для получения интенсивных пучков фотонов высокой энергии ( -квантов) на электронных ускорителях. Тормозное излучение является частично поляризованным[9,10,27,28,36].

На свойства тормозного излучения при прохождении электронов через вещество влияют эффекты, связанные со структурой среды и многократным рассеянием электронов [1,9,36].

 Тормозное рентгеновское и гамма-излучение широко применяются в технике, медицине, в исследованиях по биологии, химии и физике[3,4,].

 Рентгеновские спектры поглощения получают, пропуская первичное рентгеновское излучение непрерывного спектра через тонкий поглотитель. При этом распределение интенсивности по спектру изменяется — наблюдаются скачки и флуктуации поглощения, которые и представляют собой рентгеновские спектры поглощения.

Рисунок 1.4- Теоретические спектры энергии (Eg) фотонов тормозного излучения в свинце и в алюминии; цифры на кривых — начальная кинетическая энергия электрона Te в единицах энергии покоя электрона mec2» 0,511 МэВ (интенсивность I дана в относительных единицах).

Для каждого уровня рентгеновского спектра. поглощения имеют резкую низкочастотную (длинноволновую) [8,10,35].