Wilhelm Röntgen upptäckte år 1895 en ny typ av genomträngnde strålning, som inte kom från radioaktiva ämnen, men från ett vakuumrör under högspänning. År 1912 visade Laue genom diffraktion att det var elektromagnetisk strålning med mycket kort våglängd.
Så grovt kan man säga att vågländen ligger mellan 10-8 och 10-11 meter med fotonenergier mellan 100 eV och 100 keV. Ju högre energi (kortare våglängd) ju mer genomträngande (hårdare) röntgenstrålningen blir. Röntgenstrålning med fotonenergi lägre än någon keV kallas för mjuk röntgenstrålning. Energier under sådär 100 eV kallas också för vakuum-ultraviolet; det mesta absorberas redan av en tiondels millimeter luft.
Hård röntgenstrålning överlappar med gammastrålning. Skillnaden i benämning i samma frekvensområde säger bara något om vilken process gav upphov till fotonerna. Om det är en kärnövergång brukar det kallas för gammastrålning, även om energin är så låg som den kände 14,4 keV Mössbauerlinjen i Fe-57. Om man pratar om röntgenstrålning handlar det oftast om atomära processer.
För det mesta har produktion av röntgenstrålning inte ändrat så mycket sedan Röntgens dagar. Det behövs en högspänning (några tiotals kilovolt) mellan en katod och en anod. Från den negative elektroden kommer då katodstrålar genom fältemission (det finns ett starkt elektriskt fält kring en spets) eller termionisk emission (en glödkatod "förångar" elektroner). Elektronerna träffar då med hög kinetisk energi anoden, där en liten del blir röntgenstrålning (störste delen av energin blir värme).
Ett annat sätt att producera röntgenstrålning är en synkrotron. Avlänkning av relativistiske elektroner ger då upphov till en smal stråle av synkrotronljus, med våglängder från infraröd till röntgen. En sådan anläggning är MAX-Lab i Lund.
När elektronerna i katodstrålen träffar anoden, bromsas de upp inom några mikrometer från ytan. Som all acceleration av laddade partiklar, ger denna plötsliga hastighetsändring upphov till elektromagnetisk strålning, här kallat brommstrålning. Hastighetsändringarna är störst när elektronen kommer nära atomkärnor i anodmaterialet (animation). De fotonerna som kommer ut har som högst en energi E=hν lika med elektronens kinetiska energi Ekin=½mv²=eΔV.
Genom att mäta spänningen ΔV och fotonens våglängd för några olika spänningar kan man bestämma Plancks konstant h. Det sker på ungefär samma sätt som i fotoemissionsexperimentet, fast nu är processen tvärtom: en elektron kommer in och en foton kommer ut. Men spänningarna är mycket högre nu, och utträdesarbetet är försumbart.
Bromsstrålning ger ett kontinuerligt spektrum. Men dessutom finns det några smala toppar, med olika energier beroende på vilket grundämne anoden är gjord av. Dessa fotoner uppstår när elektronen slår ut en elektron ur en inre elektronskal av en atom. Sedan fylls den öppna platsen upp av en elektron ur en högre skal, varvid en foton kan utsändas (animation). Fotonens energi är lika med energiskillnaden mellan dessa atomskalen. Det är olika för olika grundämnen eftsom kärnladdningen är olika.
Karakteristisk röntgenstrålning uppstår också när alfa-partiklar, annan rötngenstrålning eller radioaktivitet orsakar hål i de inre skalen. Det ger en metod att bestämma vilka grundämnen finns i okända material, på Mars eller med samma instrument på vårt kurslabb.
Moseley upptäckte år 1913 att de karakteristiska röntgenvåglängderna är ungefär omvänt proportionella mot det periodiska systemets atomnummer i kvadrat. Så kunde han bekräfta att kobalt kommer före nickel, fast det har en något högre atommassa. År 1915 stupade Moseley vid Gallipoli.
Också år 1913 förklarade Bohr väteatomens spektrum. Enligt hans teori är energi-skillnaden mellan tillstånd med huvudkvanttal n=1 och m=2 lika med:
Formeln beskriver spektrum av väte och väteliknande atomer perfekt. Det är svårt att utvidga teorin till synliga spektra av fler-elektronatomer, men röntgenspektra beskrivs ganska bra i Bohrs modell. Moseley's empiriska lag stämmer på någon percent om man använder ett effektivt atomnummer Z* &asymp Z-1. Det kan motiveras med att det finns bara ett hål i K-skalet (n=1), så att den andra elektronen i K-skalet minskar kärnladdningen med ungefär en elementarladdning.
Hittills har vi talat om Kα-linjen, som orsakas av att en elektron från L-skalet (n=2) fyller ett hål i K-skalet. För atomer tyngre än neon finns det också elektroner i skalet med huvudkvanttal n=3 (M-skalet) som kan fylla hål i K-skalet. Denna övergång ger något högre energi, men är mindre sannolik. Eftersom toppen har lägre intensitet, kallas den toppen vid högre energi Kβ. Se till exempel nivå-schema för koppar.
När det uppstår hål i L-skalet (n=2), kan de fyllas upp av elektroner i M-skalet (n=3), och dessa kallas för L-linjer. Det finns tre olika L-nivåer (2p3/2, 2p3/2 och 2s), där 2s inte brukar ge mycket röntgenemission. Spin-ban-koppling ger de inre skalerna är 2p nivåerna en relativt stor uppspaltning ("finstruktur"). Det gör att övergången från n=3 till n=2 består av två linjer, Lα och Lβ.
När en röntgenfoton har en energi som överstiger bindningsenergin av en 1s-elektron, kan fotonen absorberas genom fotoemission. För lägre fotonenergier är sådana fotoabsorptionspocesser omöjliga, och röntgenstrålningen blir alltså inte absorberad i samma grad. Med andra ord: det fins en tröskel, en absorptionskant vid K-elektronens bindningsenergi. På samma sätt finns det L- och M-kanter.
Skillnaden i absorption är så stor att tunna folier kan användas för röntgenfilter, särskilt för att minska Kβ-toppen. Så kan man ha kvar en ganska monokromatisk koppar (Z=29) Kα-linje genom att de mesta av K&beta absorberas av en nickelfolie (Z=28), där Ni 1s har en lägre bindningsenergi än Cu Kβ-linjen.
| Fråga: | vilket grundämne skall man använda för att monokromatisera karakteristisk röntgenstrålning från molybdeen (Z=42)? Kolla på CXRO hur tjockt det ska vara. |
