Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - Röntgenstrålning, Röntgenstrålar - Uppkomst - Absorption och sekundärstrålning - Röntgenspektroskopi
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
95
Röntgenstrålning
90
elektron än en K-elektron, uppträder L-serien
vid mycket lägre spänning. Ännu lägre
spänning är tillräcklig för uppväckande av
M-serien o. s. v.
Absorption och sekundär strålning. Då r.
passerar genom en kropp, försvagas den
alltmer genom absorption, och samtidigt
utsänder kroppen själv r. åt alla håll (s
e-kundärstrålning). Dessa båda
inbördes sammanhängande processer försiggå på
två olika sätt, genom Comptoneffekt
och genom fotoeffekt. Den förra tillgår,
bildligt talat, på följ, sätt: en del kvanta av
den infallande strålningen,
primärstrålningen, sammanstöta med tämligen löst
bundna elektroner i den genomstrålade
kroppen och avge en del av sin energi till dem,
samtidigt som de själva fortsätta i en ny
riktning. Efter stöten ha de mindre energi
och alltså större våglängd än
primärstrålningen. Energiförlusten är emellertid, utom
för mycket kortvågig r., obetydlig, varför
försvagningen av primärstrålknippet genom
Comptonprocessen huvudsaki. består i att en
del kvanta avböjas från sin ursprungliga
riktning och uppträda som sekundär- eller,
som man även säger, ströstrålning.
Fotoeffekten åter medför en mera avsevärd
energiförlust. Hela det infallande
strålkvan-tumets energi åtgår härvid för att frigöra en
av atomelektronerna, vilken i allm. utslungas
med en viss överskottsenergi. Om den
frigjorda elektronen stammar från någon av
de inre elektronbanorna, utsändes härefter
en sekundär r. på samma sätt, som ovan
beskrivits för den primära karakteristiska r.
Egenskaperna hos detta slag av sekundär r.
bestämmas tydligen av vilka atomer, som
ingå i den absorberande kroppen; den kallas
därför karakteristisk sekundärstrålniug.
En del av energiförlusten för den primära
r. återfinnes sålunda hos de olika slagen av
sekundär r., medan en del överföres på de i
Compton-, resp, fotoprocessen deltagande
elektronerna och i allm. går förlorad som värme.
De båda energiförlusterna äro proportionella
mot primärstrålningens intensitet och, så
länge det absorberande ämnet endast
användes i tunna skikt, mot dessas tjocklek.
Pro-portionalitetskoefficienterna kallas s t r
ö-strålnings-, resp. sann a b s o r
p-tionskoefficient och deras summa
total absorptionskoefficient
eller försvagningskoefficient. Den
växer i allm. snabbt med växande
atomnummer hos det absorberande ämnet.
Homogen primärstrålning, med endast en enda
våglängd, kommer vid tjockare skikt att
försvagas enl. en exponentiallag, I = Ioe~^>
där Io är den ursprungliga intensiteten,
för-svagningskoefficienten och d skiktets
tjocklek. Vid inhomogen primärstrålning försvagas
de mjukare beståndsdelarna mera än de
hårdare, så att strålningens tyngdpunkt alltmer
förskjutes mot de senare och
absorptionskoef-ficienten för den ur skiktet utträdande,
»filtrerade», strålningen blir allt mindre.
Om den från en bestrålad kropp utgående
sekundära r. träffar en annan kropp,
utsänder denna i sin tur tertiär r. etc. Vid
undersökning av tertiärstrålningens intensi-
Bild 2. Schematisk bild
av röntgenspektrograf. K
katod, A anod, S, och S?
spalter, Kr kristall, F
film; den senare kan
ersättas med plåten P, om
endast ett smalt
våg-längdsintervall skall
upptagas.
tet i olika mot sekundärstrålen vinkelräta
riktningar befinnes denna vara olika,
allteftersom man mäter strålningen i samma
plan som det av primär- och
sekundärstrålningen bestämda planet eller vinkelrätt
däremot. Detta av Barkla upptäckta fenomen
tolkas som en polarisation (se d. o.) av
sekundärstrålningen.
Röntgenspektroskopi. Det nyssnämnda
fenomenet var det första, som tydde på att r.
liksom ljuset är en vågrörelse. I avsikt att
få säkrare bevis härför försökte man länge,
ehuru med ringa
framgång, påvisa
diffrak-tions- eller
interfe-rensfenomen med r.
Svårigheten låg, som
man nu vet, i r:s
ytterst korta
våglängder. Då kom M. von
Laue (se d. o.) 1912 på
den lysande idén att
för detta ändamål
använda kristaller. Man
har många skäl att
anta, att atomerna i
en kristall ligga
ordnade på ett
regelbundet sätt, bilda ett
»rymdnät» (jfr
Kristallstruktur) av
ojämförligt mycket
finare struktur än alla
mekaniskt
framställ-bara gitter. Laue
gjorde därför tills, m.
Friedrich och
Knip-ping det försöket att
sända ett fint, av
trånga blybländare
begränsat röntgenstrålknippe genom en zinkbländekristall. Bortom
kristallen befann sig en fotografisk plåt. Denna
visade efter framkallning en starkt svärtad
fläck, orsakad av det direkta strålknippet, och
däromkring ett antal svagare fläckar,
orsakade av strålar, som reflekterats mot de olika
atomplanen i kristallen (jfr
Röntgenkristallografi). Anordningen av dessa
fläckar uppvisar en symmetri, som bestämmes av
den använda kristallens byggnad. För en
stråle, som reflekteras mot ett bestämt
atom-plan, är reflcxionsvinkeln lika stor som
infallsvinkeln (regelbunden reflexion). För att
dess intensitet skall få mätbar storlek fordras
vidare, att de strålar, som reflekteras från
bakom varandra liggande, parallella atomplan
av samma slag, förstärka varandra genom
in-terferens. Detta är fallet, om följ, samband
gäller mellan våglängden, A, infallsvinkeln,
v, och atomplanens inbördes avstånd
(gitter-konstanten), d : nX = 2d cos v. Här är
n ett i allm. täml. litet, helt tal. Mot varje
fläck i Lauediagrammet svarar ett bestämt
värde på d och v och alltså ett enda eller ett
fåtal bestämda våglängdsvärden. För att
Lauediagrammet skall bli fullt utbildat, måste
därför den använda r. ha ett kontinuerligt
spektrum, så att alla de våglängder, som
svara mot de olika möjliga fläckarna,
verkligen finnas representerade. Om de olika
metoderna. för att med hjälp av dessa och på
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
