3. Radiaţia X

Era în 1895 când Röntgen, studiind fluorescenţa substanţelor sub acţiunea radiaţiilor catodice generate într-un tub Crookes, a observat apariţia unei luminescenţe, pe un ecran pe care era depus un strat de platino-cianură de bariu, aflat întâmplător în apropiere. Această fluorescenţă apărea chiar dacă ecranul se afla la mai mulţi metri distanţă de tubul Crookes, sau chiar dacă cel din urmă era învelit în hârtie neagră. Concluzia lui Röntgen a fost că efectul era datorat unei misterioase radiaţii, pe care a şi numit-o radiaţie X. Experimente ulterioare au evidenţiat că această radi­aţie se propagă cu o viteză egală cu viteza luminii şi nu putea fi deviată de câmpuri electrice sau mag­ne­tice. Aceasta indica faptul că ea nu era constituită din particule purtătoare de sarcină electrică, deci era posibil ca ea să fie constituită din particule fără sarcină electrică.

Ulterior, Max von Laue a demonstrat că aceste radiaţii – foarte penetrante – numite astăzi şi radiaţii Röntgen, sunt unde electromagnetice cu lungimi de undă cuprinse între aproximativ 0,01 şi 100 Å (anstromi) (1 Å = 10^-10 m).

În anii ce au urmat, Röntgen a studiat puterea de penetraţie a acestor radiaţii, prin diferite materiale, şi a obser­vat că produc fenomene de ionizare a aerului şi impresionează placa fotografică. A constatat de ase­me­nea că, introducând drept anticatod – în tubul de des­căr­care în gaze rarefiate – o placă metalică, inten­sitatea radiaţiei X creşte. În acest fel s-a realizat primul dispo­zitiv de producere a radiaţiei X.

          Producerea radiaţiilor X

Radiaţiile X sunt produse prin frânarea electronilor de energii înalte, de exem-plu când aceştia lovesc o ţintă metalică într-o incintă de sticlă vidată (fig. 1).

Fig. 1. Tub de raze X (a)

şi schema acestuia (b).

În tubul de raze X se emit electroni, prin încălzirea la incandescenţă a filamentului. Între acesta şi anti­catodul dispozitivului, diferenţa de potenţial electric este de câteva zeci de mii de volţi. Această diferenţă de potenţial va determina accelerarea puternică a electronilor emişi. Aceştia vor lovi, cu o energie cinetică mare, ţinta depusă pe anticatod (de exemplu, din tungsten) producând o emisie electromagnetică al cărei spectru este dat în figura 19.

         

Fig.2 Spectrul radiaţiei X emise de o ţintă metalică

Radiaţia X emisă de anticatod este rezultatul inter­ac­ţiunii dintre electronii rapizi şi atomii substanţei ţintă. După cum apare în spectru, acesta este format, pe de o parte, dintr-o componentă continuă, peste care se suprapun valori caracteristice (maximele notate cu K_a şi K_b). Aceste două tipuri de spectre se datorează a două mecanisme diferite de producere: unul va produce radiaţii X de frânare (spectrul continuu) iar celălalt, radiaţie X caracteristică (spectrul discret).

A. Radiaţia X de frânare

Fiind de natură electromagnetică, radiaţia X poate fi considerată ca având un dublu caracter, la fel ca lumina. Se poate vorbi de fotoni (sau cuante) X a căror energie este dată de relaţia E = hn. În interiorul ţintei metalice, electronii de mare viteză îşi pot pierde energia, în urma interacţiilor cu nucleele ţintei.

Dacă un electron va trece prin vecinătatea unei sar­cini pozitive (nucleul unui atom al ţintei), el va fi de­viat de la traiectoria iniţială, suferind o frânare. Aceas­ta va fi cu atât mai puternică cu cât distanţa (b) de tre­cere a electronului pe lângă nucleu va fi mai mică (fig. 3).

Fig.3. La trecerea prin vecinătatea unui nucleu, în urma unei interacţiuni de tip coulombian, traiectoria electronului este modificată. În această mişcare frânată el va emite fotoni (hn)

După cum se ştie din teoria cuantică emisia oricărei radiaţii electromagnetice.trebuie să apară sub forma unor fotoni. Aceşti fotoni pot avea orice energie – între zero şi o valoare maximă, atinsă în cazul în care întreaga energie cinetică a electronului incident este pierdută sub forma radiaţiei X de frânare. Din această cauză, spectrul radiaţiei emise este continuu.

În cazul transferului maxim de energie, se poate scrie că pierderea totală a energiei cinetice a electronului este Ec = eU, unde U este tensiunea la care acesta a fost accelerat. Această energie se regăseşte în energia fotonului emis:

                                 (1)

În acest caz, frecvenţa fotonului X este maximă, iar lungimea de undă a radiaţiei de frânare este minimă. Deci valoarea minimă a lungimii de undă a radiaţiei produse este:

 

                                                                 (2)

Motivul pentru care nu toţi electronii au această lungime de undă este acela că nu toţi electronii îşi vor pierde energia într-o singură ciocnire, ci în mai multe cioc­niri, în care vor fi emise radiaţii cu lungimi de undă di­ferite. Forma spectrului radiaţiei X de frânare nu de­pin­de de natura ţintei, ci doar de tensiunea de acce­lerare (fig. 4).

Fig. 4 Familie de spectre a radiaţiei X de frânare, obşinute pentru valori diferite ale tensiunii de accelerare

B. Radiaţia X caracteristică

Un alt proces de emisie a radiaţiei X este cel în ca­re electronul ionizează atomul ţintei scoţând un elec­tron de pe un nivel interior al atomului (fig. 5).

În această situaţie, va avea loc o rearanjare a electronilor păturilor superioare. Aceştia vor face salturi, ocupând nivelele interioare rămase libere. Ca urmare, vor fi emise cuante a căror energie corespunde diferenţei de energie (hn) dintre nivelele electronice între care se realizează tranziţiile

Fig. 5 Mecanismul de emisie a radiaţiei X caracteristice

Lungimea de undă (l) a radiaţiei X caracteristice este dată de legea lui Moseley:

 

                                                                                    (3)

unde R este constanta lui Rydberg, Z este numărul atomic al elementului emiţător, iar s este o constantă (con­stan­tă de ecran) care se determină experimental. În acest caz, tranziţia electronului a avut loc de pe nivelul cuantic N pe nivelul K.

Potrivit relaţiei (3), liniile spectrale care apar ca urmare a acestui mecanism depind de numărul atomic (Z) al elementului, deci vor fi o caracteristică a atomului emisiv.

Dacă golurile de electroni apar pe stratul K, atunci acestea vor fi ocupate de electronii aflaţi pe straturile L, M, N, ceea ce va duce la apariţia liniilor K_a, dacă electronul efectuează tranziţia de pe nivelul L pe nivelul K; Kb dacă tranziţia electronului este de pe nivelul M pe K etc. În cazul în care golul apare în nivelul electronic L, vor apărea linii caracteristice notate L_a, dacă tranziţia are loc de pe nivelul N pe nivelul L, etc.

Se poate estima energia radiaţiei X caracteristice cu legea Moseley. Considerăm doi electroni aflaţi pe nivelul K al unui atom cu număr atomic Z; fie­care electron îl va ecrana parţial pe celălalt, faţă de nucleu. Notăm cu Ze sarcina nucleului; sarcina nucleară efec­tivă „văzută“ de un electron este Z_ef = (Z – 1)e. Ecuaţia energiei nivelului energetic n este, în acest caz:

 

                                                                                    (4)

Ţinând cont de existenţa celuilalt electron, relaţia (4) devine:

 

                                                                                    (5)

unde cu E₀ s-a notat energia nivelului  fundamental n.

 Pentru  

Se determină numărul atomic utilizând expresia:

                  E_k = –(Z – 1)2·(13,6 eV)              (6)

Similar, se poate estima energia unui electron aflat pe un nivel L sau M. Cu diferenţa dintre energiile a două nivele se poate calcula energia fotonului emis sau frecvenţa / lungimea lui de undă.