> Техника, страница 96 > Рентгенометрия

Рентгенометрия

Рентгенометрия, наука об измерениях в области рентгеновых лучей. Измерить излучение значит произвести качественную и количественную оценку его. Качество рентгеновых лучей определяется частотой колебаний v или, что то же,

величиной кванта энергии колебаний hv, где h — постоянная Планка. Обычно указывается длина волны излучения Я=—, представляющая собой то расстояние, на которое колебание распространяется в пустоте за время одного периода (с — скорость света в пустоте). В общем спектре излучений рентгеновы лучи (смотрите) занимают интервал частот в девять октав от v=2-10¹⁷ Hz до v=10²⁰ Hz или участок длин волн λ== (15 -г- 0,03) А. Технически важная область лежит от Я == 1,5 А до Я=0,05 А. Генераторы рентгеновых лучей, рентгеновы трубки (смотрите), являются источниками колебаний различных частот и следовательно дают смешанное излучение. Однородные или монохроматические лучи длины волны Я, получаемые путем отражения рентгеновых лучей от кристалла, практически представляют собой также спектральную, но весьма узкую область в границах длин волн Я -г Я + -i- d λ. При этом для нахождения длины волны имеем n/. — 2dsin6, где d — расстояние между сетчатыми плоскостями кристалла, п — целое число, определяющее порядок интерференционного максимума, и Θ_k— угол наклона отраженных лучей к отражающей плоскости кристалла. Так как различным значениям Я отвечает разное значение угла Θ, то путем вращения кристалла возможно разложить пучок смешанных рентгеновых лучей в спектр.

Количественно излучения характеризуются интенсивностью. Под интенсивностью I рентгеновых лучей подразумевается энергия излучения ТГ, отнесенная к единице времени и единице поверхности, через к-рую лучи проникают. Очевидно

W —ffl ds-dL

s t

Суждение об интенсивности однородных рентгеновых лучей м. б. сделано по одному из тех действий, которые они производят в освещаемой среде. Любое действие рентгеновых лучей происходит за счет той энергии их, которая поглощена средой, то есть преобразована в другой вид“. Поглощение рентгеновых лучей, как и возникновение их, является процессом внутриатомным, вследствие чего действие рентгеновых лучей отображает именно эти процессы. Первичным актом во всех проявлениях рентгеновых лучей является фотоэлектрическое действие, однако реак· ция среды на это действие весьма разнообразна Можно указать пять видов такой реакции: 1) на“ гревание, 2) образование ионов, 3) возникновение лучей флюоресценции, 4) химич. реакции и

5) биологич. эффект. Последний обусловлен не только действием рентгеновых лучей, но также функциями самой биологич. клетки, почему для измерительных целей мало пригоден. Если /₀ — интенсивность тонкого параллельного пучка однородных рентгеновых лучей, падающих на поверхность нек-рого слоя среды толщиной d, то интенсивность I рентгеновых лучей, вышедших из этого слоя в том же направлении, будет

I - 1_ае~^,

где е — основание натуральных логарифмов, а μ — линейный коэф. ослабления, зависящий для данной среды исключительно от длины волны рентгеновых лучей. Линейный коэф. ослабления прямо пропорционален плотности ρ освещаемой среды, поэтому характерной величиной для данной среды является массовый коэф. ослабления

Ослабление интенсивности рентгеновых лучей происходит по двум причинам: 1) вследствие поглощения и 2) вследствие рассеяния, т. ч. массовый коэф. ослабления м. б. представлен в вид μ __ “, ^а

Q 0 0 * ^

где -А— массовый коэф. поглощения и —-

массовый коэф. рассеяния. Вообще говоря, ~ =

=0₁Ζ^ϊηλ^η1 где Ζ—атомный номер элемента. Показатель п ^ 3 в то время, как m=4 для λ < λ_κ и т =4,4 для Я > λ_κ.

В соответствии с наличием энергетнч. уровней атома при вполне определенных для каждого элемента значениях квант энергии hv_Ki hv_L,. происходит резкое изменение числа эмиттируемых фотоэлектронов, а значит имеет место скачок в изменении коэф-та поглощения r(K,L,.—границы полос поглощения). Величина скачка поглощения определяется отношением значений коэф-та τ до .(со стороны коротких длин волн) и после границы и может быть приближенно найдена из соотношения

^{л т}2 К ^VL λк для скачка на ^-границе.

По Аллену для К — полосы поглощения

—=С_гХ^п=1,32 - 10-² · Ц-. Я²’⁹²,

где А — ат. в элемента. Согласно классич. ории линейный коэф. рассеяния о —

^8π N. ^е4 3 т2_с4 »

те-

где N — число электронов в см³ рассеивающей среды, е и т — заряд и масса электрона, ас — скорость света. Отсюда для массового коэф-та имеем

—=0,402 ~ s*0,2.

ρ ’ А *

Выражение для σ справедливо только для легких элементов, и приблизительное равенство — ^

^0,2 соблюдается с точностью i 10%^ лишь для элементов с Ζ < 25. С увеличением атомного номера коэф. не только не убывает, как этого можно было бы ожидать из приведенного выражения, но, наоборот, монотонно возрастает до значения 0,7 для Ζ=54, после чего остается неизменным. Зависимость коэф-та рассеяния от качества рентгеновых лучей приобретает значение лишь в области коротких длин волн, когда все ослабление интенсивности их в легких элементах обусловлено гл. обр. рассеянием. Согласно теории Комптона коэф. рассеяния σ следует рассматривать как сумму

<*=<*_г +

где а_г — коэф. отдачи Комптон-эффекта и a_s — коэф. истинного рассеяния.

По Комптону для А>0,05А

__^ 1 _ а

⁰ ~~ °° 1 4- 2а » ^Gr — ^а0 (i _j_ 2а)2

И

__ 14-0

^{s σ}° (1 4- 2а)2 »

где σ₀ — значение коэф-та рассеяния по классич. теории и

_ hv _ 0,0242 mc2 Я

Т. о. поглощенная энергия рентгеновых лучей W_a при прохождении их через какую-либо среду будет обусловлена нек-рым коэф-том электронного преобразования

γ =Ατ + σ,·,

причем /с < 1 только вблизи границы полосы поглощения со стороны коротких волн, для всех же прочих участков спектра /с=1. Согласно закону поглощения для слоя толщиной d имеем

W_a=W₀(l-e~r^d),

что при yd <С 1 метров б. представлено в виде W_a=WVyrf.

Если эту поглощенную энергию отнести к единице объёма V поглощающей среды, то

^L=D=E.y,

где Е — поверхностная плотность падающей энергии, а ·D — объёмная плотность поглощенной энергии или физич. доза рентгеновых лучей. Наконец, относя все величины к единице времени, получим

w* ₌ р ₌ Г

t · V о У»

где Р — объёмная плотность поглощенной веществом мощности излучения или мощность физич. дозы рентгеновых лучей.

Фактически измеряемое действие рентгеновых лучей пропорционально поглощенной энергии W_ayтак как работа, затрачиваемая на элементарный фотоэлектрич. акт, не зависит от качества рентгеновых лучей в рассматриваемом диапазоне длин волн. Этого нельзя сказать в отношении пропорциональности между измеренным эффектом и падающей энергией рентгеновых лучей W_6i поскольку коэф. электронного преобразования у в сильной мере зависит от длины волны. Т. о. непосредственное суждение о падающей энергии по измеренному эффекту возможно только’ для лучей неизменного качества, то есть только для однородных рентгеновых лучей. В случае смешанного излучения для качественной характеристики, строго говоря, необходимо знать распределение плотности интенсивности в спектре или функцию у ^ di.

я <гя

Вид этой ф-ии для действующего спектра зависит от формы кривой напряжения генерирования рентгеновых лучей. По Куленкампфу для постоянного напряжения и массивного анода рентгеновой трубки

Y_V=AI[Z (v₀-v) + aZ*l

где — сила эмиссионного тока, ν₀ — предельная наибольшая частота колебаний в спектре, А и а — постоянные, зависящие от выбора единиц. Так как

„=и dv=±dX,

а также

Ydv= Υ_λάλ,

TO

γ.=4- Yv;

A /2 »

отсюда, пренебрегая членом αΖ² в виду его малости, получим

^Yx=^A~^lzMb--Η·

Для предельной наименьшей длины волны в непрерывном спектре рентгеновых лучей А₀ из закона сохранения энергии hv_Q=efj имеем что для А в А и U в kV дает

12,35

U

Таким образом получим окончательно

Υ _λ=A₁Z1U

А О

Аз

= /(Д, Z, и, /).

На фигуре 1 показано спектральное распределение плотности интенсивности Υ при различных значениях постоянного напряжения (в kV), причем Y_s — распределение плотности интенсивности в действующем спектре при пульсирующем напряжении. Для нек-рых заданных форм кривых напряжения и тока, то есть за-,ц(300кУ данных аналитически или графически U (λ) и Ι(λ), возможно, приняв закон Куленкампфа для мгновенных значений U и /, найти распределение плотности интенсивности Υχ в действующем спектре рентгеновых лучей. Экспериментальное нахождение этой ф-ии встречает затруднения в практических условиях использования рентгеновых лучей, так как требует сложных и длительных измерений, а также пересчетов при переходе от измеренной поглощенной энергии к падающей. Обычно качество смешанного-излучения в отношении данной среды задается т. н. эффективной, или эквивалентной, длиной волны, под которой подразумевается длина волны однородных рентгеновых лучей, интенсивность которых ослабляется нек-рым слоем освещаемой среды во столько же раз, как и интенсивность данного смешанного излучения

мененной фильтрации. Это означает, что сильно фильтрованному излучению при относительно небольшом напряжении и слабо фильтрованному, но при более высоком напряжении, может отвечать одно и то же значение Δ, между тем как в первом случае спектральная область смешанного излучения будет всегда более узкой, чем во втором. Ширина спектра излучения определяет степень неоднородности излучения и задается числом октав, присутствующих в спектре. При неизменной форме кривой напряжения это равноценно заданию Т. о. качество смешанного излучения λο

определяется однозначно лишь при совместном указании материала и толщины фильтра и слоя половинного ослабления. Практически удобна так называемая качественная диаграмма смешанных излучений для различных фильтраций при постоянном напряжении генерирования (фигура 2). На диаграмме изображен ход изменения zlcu в зависимости от величины постоянного напряжения генерирования при различных значениях толщин фильтров. На фигуре 2: п — число присутствующих в спектре октав, ω — Kff · V» ^слева процентная доза D в воде на глубине х — 10 см_гфокусном расстоянии=50 сантиметров и поле освещения S — (20×20) см² для смешаного пучка при п=2,5. Серию нанесенных кривых пересекает заштрихованный шлейф, охватывающий область значений фильтров, необходимых для получения лучей достаточной биологич. однородности (п=2,5). Лучам степени неоднородности отвечают значения толщин фильтров, соответствую

V/" j Y_k^e

Ао Ао

Здесь μ,_ΐί—эффективный коэф. ослабления, отвечающий эффективной длине волны смешанных рентгеновых лучей

V/’

>*.ίτ^&αλ*^+ρ·

Вместо X_eff часто указывается слой половинного ослабления излучения Δ в какой-либо определенной среде. По смыслу наименования этого слоя

—=faff Δ=Ы2

]n if

ИЛИ

Veff

0,69 Δ

В качестве веществ для измерений слоя половинного ослабления употребляют: медь zlcu. для напряжений свыше 80 kV, алюминий Δχ при напряжениях от 10 kV и выше и целлофан Δζ Для предельных рентгеновых лучей ние только слоя половинного ослабления или X_eff еще не определяет однозначно качества смешанного рентгенового излучения. Одному и тому же значению Δ может отвечать различный спектральный состав излучения, т. к. распределение плотности интенсивности в действующем спектре зависит не только от формы кривой напряжения генерирования, но также и от при

Α_ί/γ>ΐΑ. Зада-

ДО .Ж,_и 1ΖΟ 140

Фигура 2.

щих точкам, расположенным влево вверх от заштрихованной области, а большей—вправо вниз.

Количественные измерения излучений различного качества возможны либо путем полного поглощения их с измерением выделившейся теплоты, либо путем измерения поглощенной части энергии лучей по одному из подходящих для измерений действию их. Практически пользуются только вторым способом, причем в качество

Фигура 3.

действия для измерительных целей принят ионизационный эффект рентгеновых лучей в воздухе нормальной плотности. Следует всегда помнить, что ионизационный ток является мерой не интенсивности смешанных рентгеновых лучей, а мощности дозы этих лучей в воздухе, так что

• ₌ — ^Ιχλχ ΐ-2 12^2

В соответствии со сказанным находится выбор специальной единицы рентгеновых излучений— рентген (обозначение — г), установленной 2-м Международным конгрессом радиологов в 1928 г. {Стокгольм). Согласно смыслу данного конгрессом определения рентген представляет собой объёмную плотность поглощенной энергии рентгеновых лучей, при которой в результате пол-

Рентгеновские единицы.

-?—i--
		МЛАД

rVW-

.JV

Фигура 4.

ή ого ионизационного действия в атмосферном воздухе при 0° и 760 миллиметров Нg разделяются заряды в одну электростатическую единицу, каждый на 1 гм³ освещаемого объёма. Все прочие энергетич.

Наименование	Обозна чение	Размер ность	В системе CGS	Через единицу г
Энергия излучения	W	А г2	е	г-см3
Поверхностная плотность энергии излучения	Е	МТ“2	с cat3	г *см
Объемная плотность энергии излучения и физич. доза	D	trHiT2	е см3	г
Мощность излучения	Р I	l2mt~3	е ск.	Г см3 ск.
Интенсивность излучения		мт3	с	г · см
			см2· ск.	ск.
Плотность интенсивности в спектре и мощность физич. дозы	;*) 1		е СЛ13-СК.	г ск.

f/ό -ши-

величины в области рентгеновых лучей м. б. выражены через эту основную единицу фнзич. дозы рентгеновых лучей (таблица).

В соответствии с наименованием основной единицы все измерительные приборы, градуируемые в г или г/ск., называются рентгенметрами. Эталонное измерительное устройство, с помощью которого воспроизводится единица рентген, хранится во Всесоюзном ин-те метрологии. Наи- _{фиг б<}

более типичными рентгенметрами практич. назначения являются рентген-метры по Кюстнеру (фигура 3), пред-ставляющие собой цилиндрич. ионизационную камеру, сочлененную с электрометром и зарядным приспособлением. Прибор снабжен контрольным радиевым ионизатором и камерами специального назначения. Он является одним иэ лучших приборов для лабораторных целей. Светосигнальный рентген метр (фигура 4) снабжен камерами для практич. измерений, электрометром, авто-матич. зарядным устройством с питанием от сети переменного тока и контрольным урановым ионизатором. Световые сигналы происходят всякий раз, когда физич. доза в воздухе достигает определенного числа рентгенов. Рент-генметр Сименс (фигура 5) допускает непосредственные измерения мощности физич. дозы в г/ск. В этом приборе ионизационный ток измеряется по схеме Бронсона, в которой электрометр заменен 4-электродной усилительной лампой с высокой изоляцией сетки и гальванометром. Рентген метр по Гаммеру (фигура 6) состоит из набора камер для практич.

Фиг. измерений, электростатич. реле, контрольного, радиевого ионизатора, сигнальных и счетного устройств. Прибои питается от осветительной сети переменного тока и автоматизирован полностью. Рентгенметр «М е к а п и о н» (фигура 7). Принцип „ действия этого при-

*» бора тот же, что

^ и предыдущего, с той разш цэй, что вместо электростатич. реле примечено электронное в виде 3-электрод-ной лампы с высокой изоляцией сетки. Кроме этих ионизационных ре-нтгенметров существует ряд других типов, имеющих по б. ч. узкую область применения, как то: рент-генфотометры, рентгенфотоэле-менты (полупроводящие) и счетные трубки Гейге р-М ю л л е р. Среди устаревших типов измерительных приборов можно

указать таблетки Сабуро-Нуарэ и радиометр Гольцкнехта, действие которых основано на изменении окраски платиноцианистого соединения под действием рентгеновых лучей, а также интенсиметр Фюр-с т е н а у, в котором используется явление изменения сопротивления селена при освещении рентгеновыми лучами. Какое бы действие рентгеновых лучей ни было использовано для измерительных целей, оно с метрологической стороны должно удовлетворять двум принципиальным требованиям: 1) размер наблюдаемой реакции должен быть пропорционален поглощенной энергии лучей одного и того же качества и 2) границы полос поглощения элементов реактива не должны лежать в области длин волн измеряемого участка спектра излучений. Обоим требованиям одновременно в широком интервале длин волн, охватывающем весь спектр рентгеновых лучей, удовлетворяет ионизационный процесс в легком газе, например в воздухе, почему и основная единица рентгеновых лучей и современные измерительные приборы основаны на этом действии лучей.

Лит.: Поройков И., Физические основы дозиметрии рентгеновских лучей, Л., 1934; Grossmann G Physikalische und technische Grundlagen der Rdnt-genttierapie, B., 1925; Kirchner F., AUgemeine

Physik der Rontgenstrahlen, Hndb. der Experimental-physik, hrsg. v. W. Wien u. F. Harms, B. 24, T. 1, Lpz., |930 И. Поройков-

С—У