[по имени амер физика И. А. Раби (I. I. Rabi)], резонансный метод исследования магн моментов ядер, атомов и молекул и внутримол

Вид материала

Документы

Содержание Рис. 5. Схема построения ф-ции Патерсона для структуры, состоящей из трёх атомов. Рис. 6. а — проекция на плоскость аb ф-ции межатомных векторов минерала баотита [Ba Рентгено­графия материалов. Рентгеновский телескоп Рис. 1. а—схема рентг. телескопа со щеле­вым коллиматором; б — работа телескопа в режиме сканирования. Рис. 2. а — устройство рентг. телескопа с модуляц. коллиматором; б — угл. распре­деление скорости счёта. Сцинтилляционный счётчик Рис. 3. Схема фокусирующего рентг. теле­скопа. Рентгеновское излучение Синхротронное излучение).

Подобный материал:

• 32. Эволюция понятия элементарная частица. Неизменность свойств ядер, атомов, молекул, 827.07kb.
• Молекулярная физика и термодинамика статистический и термодинамический методы Молекулярная, 12.67kb.
•  Элементы квантовой механики и физики атомов, молекул, твердых тел, 156.85kb.
• X международная конференция Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул ampl, 299.2kb.
• Магнитные свойства молекул, 29.04kb.
• Моделирование структур молекул по Огжевальскому, 61.04kb.
• Десятая новая лекция аксиомы единства канарёв, 209.76kb.
• Программа-минимум кандидатского экзамена по специальности, 79.71kb.
• Молекулярная физика и термодинамика. Лекция №1 Молекулярно-кинетическая теория Основные, 10053.18kb.
• Вегето- резонансный тест Оценка по методу Кузьменко (метод Накатани) Диабат (метод, 12.28kb.

Определение ат. структуры по дан­ным дифракции рентг, лучей. Расшиф­ровка ат. структуры кристалла вклю­чает: установление размеров и формы его элем. ячейки; определение принад­лежности кристалла к одной из 230 фёдоровских групп симметрии кристаллов; получение координат базис­ных атомов структуры. Первую и час­тично вторую задачи можно решить ме­тодами Лауэ и качания или вращения образца. Окончательно установить группу симметрии и координаты базис­ных атомов сложных структур воз­можно только с помощью сложного анализа и трудоёмкой матем. обра­ботки значений интенсивностей всех дифракц. отражений от данного кри­сталла. Конечная цель — вычисление по эксперим. данным значений элек­тронной плотности (х, у, z) в любой точке ячейки кристалла с координа­тами х, у, z. Периодичность строения кристалла позволяет записать элек­тронную плотность в нём через ряд Фурье:

(х, у, z)=-1/V_hklF_hkl exp[-2i(hx+ky+lz)], (2)

где V — объём элем. ячейки, F_hkl — коэфф. Фурье, к-рые в Р. с. а. наз. с т р у к т у р н ы м и а м п л и т у д а м и, i=-1. Каждая структур­ная амплитуда характеризуется тремя целыми числами h, k, l и связана с тем дифракц. отражением, к-рое опреде­ляется условиями (1). Назначение суммирования (2) — математически со­брать дифракц. рентг. отражения, чтобы получить изображение ат. структуры (производить синтез изоб­ражения т. о. приходится из-за отсут­ствия в природе линз для рентг. излу­чения).

Дифракц. отражение — волн. про­цесс. Он характеризуется амплитудой, равной │Fhkl│, и фазой _hkl (сдвигом

фазы отражённой волны по отношению к падающей), через к-рую выражается структурная амплитуда:

F_hkl=│F_hkl│(cos_hkl+isin_hkl).

Дифракц. эксперимент позволяет из­мерять только интенсивности отра­жений, пропорциональные │F_hkl│², но не их фазы. Определение фаз состав­ляет осн. проблему расшифровки структуры кристалла, одинаковую в принципиальном отношении для кри­сталлов, состоящих и из атомов, и из молекул. Определив координаты ато­мов в молекулярном крист. в-ве, мож­но выделить его молекулы и устано­вить их размер и форму.

Легко решается задача, обратная структурной расшифровке: матем. рас­чёт структурных амплитуд по извест­ной ат. структуре, а по ним — интен­сивностей дифракц. отражений. Метод проб и ошибок, исторически первый метод расшифровки структур, состоит в сопоставлении экспериментально по­лученных │F_hkl│_эксп с вычисленными на основе пробной модели значениями │F_hkl│_выч. В зависимости от величины фактора расходимости



пробная модель принимается или от­вергается. Для некрист. объектов этот метод явл. практически единственным средством интерпретации дифракц. картины.

Другой путь к расшифровке ат. структур монокристаллов — примене­ние т. н. ф-ций Патерсона (ф-ций меж­атомных векторов). Для построений ф-ций Патерсона нек-рой структуры, состоящей из N атомов, перенесём её параллельно самой себе так, чтобы в фиксир. начало координат попал сна­чала первый атом. Векторы от начала координат до всех атомов структуры (включая вектор нулевой длины до первого атома) укажут положения N максимумов ф-ции межатомных век­торов, совокупность к-рых наз. изоб­ражением структуры в атоме 1. Доба­вим к ним ещё N максимумов, положе­ние к-рых укажет N векторов от вто­рого атома, помещённого с помощью параллельного переноса в то же нача­ло координат. Проделав эту процедуру со всеми N атомами (рис. 5), получим N² векторов. Ф-ция, описывающая их. положение, и есть ф-ция Патерсона Р(u, v, w) (u, v, w — координаты точек в пр-ве межатомных векторов).

Для ф-ции Р (u, v, w) можно полу­чить выражение:

P(u, v, w)=2/V_hkl│F_hkl│²cos2(hu+kv+lw),

из к-рого следует, что она определяет­ся модулями структурных амплитуд,

641




^ Рис. 5. Схема построения ф-ции Патерсона для структуры, состоящей из трёх атомов.


не зависит от их фаз и, следовательно, может быть вычислена непосредствен­но по данным дифракц. эксперимента. Трудность интерпретации ф-ции P(u, v, w) состоит в необходимости нахож­дения координат N атомов из N² её максимумов, многие из к-рых сливают­ся из-за того, что межатомные векторы часто перекрываются. Наиболее прост для расшифровки случай, когда в структуре содержится один тяжёлый и неск. лёгких атомов. Изображение •такой структуры в тяжёлом атоме бу­дет значительно отличаться от др. её изображений. Среди разл. методик, позволяющих определить модель ис­следуемой структуры по ф-ции Патер­сона, наиболее эффективными оказа­лись т. н. суперпозиц. методы, к-рые позволили формализовать анализ и выполнять его на ЭВМ.

Другой класс методов нахождения структуры но рентг. дифракц. дан­ным — т.н. прямые методы определения фаз. Учитывая условие положительнос­ти электронной плотности в кристалле, можно получить большое число нера­венств, к-рым подчиняются коэфф. Фурье (структурные амплитуды). Ме­тодами неравенств можно сравнитель­но просто анализировать структуры, содержащие до 20—40 атомов в элем. ячейке кристалла. Для более сложных структур применяются методы, к-рые основаны на вероятностном подходе, реализованы на ЭВМ и позволяют расшифровывать структуры, содержа­щие 100—200 и более атомов в элем. ячейке кристалла.

Итак, если фазы структурных ам­плитуд установлены, то может быть вы­числено но (2) распределение электрон­ной плотности в кристалле, причём максимумы этого распределения соот­ветствуют положениям атомов в струк­туре (рис. 6). Заключит. уточнение ко­ординат атомов проводится на ЭВМ, в зависимости от качества эксперимен­та и сложности структуры их получа­ют с точностью до тысячных долей А. С помощью совр. дифракц. эксперимен та можно вычислять также количеств. хар-ки тепловых колебаний атомов в кристалле с учётом анизотропии этих колебаний.



^ Рис. 6. а — проекция на плоскость аb ф-ции межатомных векторов минерала баотита [Ba₄Ti₄(Ti, Nb)₄[Si₄O_l2]O₁₆,Cl]. Линии про­ведены через одинаковые значения ф-ции межатомных векторов (линии равного уров­ня); б — проекция электронной плотности баотита на плоскость аb, полученная рас­шифровкой ф-ции межатомных векторов. Максимумы электронной плотности (сгуще­ния линий равного уровня) отвечают поло­жениям атомов в структуре; в — изображе­ние модели ат. структуры баотита. Каждый атом Si расположен внутри тетраэдра, образованного четырьмя атомами О; атомы Ti и Nb в октаэдрах, составленных атомами О. Тетраэдры SiO₄ и октаэдры Ti(Nb)O₆ в струк­туре баотита соединены, как показано на рис. Часть элем. ячейки кристалла, соответ­ствующая рис. a и б, выделена штриховой линией. Точечные линии на рис. а и б оп­ределяют нулевые уровни значений соот­ветствующих ф-ций.


Р. с. а. даёт возможность установить и более тонкие хар-ки ат. структур, напр. распределение ва­лентных эл-нов в кристалле (эта зада­ча решена пока только для простейших структур). Весьма перспективно для этой цели сочетание нейтронографич. и рентгенографич. исследований: нейтронографич. данные о координатах ядер атомов сопоставляют с распреде­лением в пр-ве электронного облака. Для мн. физ. и хим. задач совместно используют Р. с. а. и резонансные ме­тоды (см. Электронный парамагнит­ный резонанс, Ядерный магнитный резонанс). Фазы структурных амплитуд белковых кристаллов можно опреде­лить только в результате совместных рентгеноструктурных и биохим. иссле­дований. При исследовании белков ме­тодами Р. с. а. необходимо закристал­лизовать как сам белок, так и его про­изводные, полученные введением в них низкомолекулярных соединений, со­держащих тяжёлые атомы. Таким спо­собом исследуют белковые кристаллы, в элем. ячейке к-рых может находить­ся до десятков тысяч атомов.

О многочисл. применениях методов Р. с. а. для исследования нарушений структуры тв. тел см. в ст. ^ Рентгено­графия материалов.

• Белов Н. В., Структурная крис­таллография, М., 1951; Б о к и й Г. Б., Порай-Кошиц М. А., Рентгеноструктурный анализ, 2 изд., т. 1, М., 1964; Ки­тайгородский А. И., Теория струк­турного анализа, М., 1957; Липсон Г., К о к р е н В., Определение структуры кристаллов, пер. с англ., М., 1956; Бюр­гер М., Структура кристаллов и вектор­ное пространство, пер. с англ., М., 1961; Гинье А., Рентгенография кристаллов, пер. с франц., М., 1961; Woolfson M.M., An introduction to X-ray crystallography, Camb., 1970; Crystallographic computing, ed. F. R. Ahmed, Cph., 1970; Stout G. H., Jensen L. H., X-ray structure determination, N.Y.—L., [1968]; Хейкeр Д. М., Рентгеновская дифрактометрия монокристаллов, Л., 1973; Б л а н д е л Т., Джонсон Л., Кристаллография белка, пер. с англ., М., 1979; Вайнштейн Б. К., Симметрия кристаллов. Методы струк­турной кристаллографии, М., 1979; Electron and magnetization densities in molecules and crystals, ed. by P. Becker, N.Y.—L. 1980. ' В. И. Симонов.

^ РЕНТГЕНОВСКИЙ ТЕЛЕСКОП, при­бор для исследования временных и спектр. св-в источников косм. рентг. излучения, а также для определения координат этих источников и построе­ния их изображения.

Существующие Р. т. работают в ди­апазоне энергий  фотонов рентг. из­лучения от 0,1 до сотен кэВ, т. е. в интервале длин волн от 10 нм до сотых долей нм. Для проведения астрономич. наблюдений в этой области длин волн Р. т. поднимают за пределы земной атмосферы на ракетах или ИСЗ, т. к. рентг. излучение сильно поглощается атмосферой. Излучение с >20 кэВ можно наблюдать начиная с высот ~30 км с аэростатов.

Р. т. позволяет: 1) регистрировать с высокой эффективностью рентг. фо-

642


тоны; 2) отделять события, соответст­вующие попаданию фотонов нужного диапазона энергий от сигналов, вы­званных воздействием заряж. ч-ц и гамма-фотонов; 3) определять направ­ление прихода рентг. излучения.

В Р. т. для диапазона 0,1—30 кэВ детектором фотонов служит пропор­циональный счётчик, наполненный га­зовой смесью (Ar+СН₄, Ar+СО₂ или Хе+СО₂). Поглощение рентг. фотона атомом газа сопровождается испуска­нием фотоэлектрона (см. Фотоэлек­тронная эмиссия), оже-электронов



^ Рис. 1. а—схема рентг. телескопа со щеле­вым коллиматором; б — работа телескопа в режиме сканирования.


(см. Оже-эффект) и флуоресцентных фотонов (см. Флуоресценция). Фото­электрон и оже-электрон быстро те­ряют свою энергию на ионизацию газа, флуоресцентные фотоны также могут быстро поглотиться газом благодаря фотоэффекту. В этом случае полное число образовавшихся электронно-ионных пар пропорц. энергии рентг. фотона. Т. о., по импульсу тока в цепи анода восстанавливается энергия рентг. фотона.

В обычных условиях Р. т. облучает­ся мощными потоками заряж. ч-ц и гамма-фотонов разл. энергий, к-рые детектор Р. т. регистрирует вместе с рентг. фотонами от исследуемого ис­точника излучения. Для выделения рентг. фотонов из общего фона при­меняется метод антисовпадений (см. Совпадений метод). Приход рентг. фотонов фиксируют также по форме создаваемого ими импульса электрич. тока, поскольку заряж. ч-цы дают сиг­налы, более затянутые во времени, чем те, что вызываются рентг. фотонами.

Для определения направления на рентг. источник служит устройство, состоящее из щелевого коллиматора и жёстко закреплённого с ним на од­ной раме звёздного датчика. Колли­матор (набор пластин) ограничивает поле зрения Р. т. и пропускает рентг. фотоны, идущие лишь в небольшом те­лесном угле (~10—15 квадратных гра­дусов). Рентг. фотон, прошедший кол­лиматор (рис. 1,a), регистрируется верх. объёмом счётчика. Возникший импульс тока по цепи верх. анода

проходит схему антисовпадений (по­скольку нет запрещающего сигнала с ниж. анода) и подаётся на анализа­тор для определения временных и энергетич. хар-к фотона. Затем по телеметрии информация передаётся на Землю. Одновременно передаётся ин­формация звёздного датчика о ярчай­ших звёздах, попавших в его поле зре­ния. Эта информация позволяет установить положение осей Р. т. в пр-ве в момент прихода фотона.

При работе Р. т. в режиме скани­рования направление на источник определяется как положение Р. т., при к-ром скорость счёта достигает мак­симума. Угл. разрешение Р. т. со щелевым коллиматором или анало­гичным сотовым коллиматором со­ставляет несколько десятков угловых минут.

Значительно лучшим угл. разреше­нием (~ неск. десятков секунд) об­ладают Р. т. с модуляц. коллиматора­ми (рис. 2, а). Модуляц. коллиматор представляет собой две (или больше) проволочные одномерные сетки, уста­навливаемые между детектором и ще­левым коллиматором, для чего по­следний поднимается над детектором на высоту ~1 м и наблюдения ведутся в режиме либо сканирования (рис. 1,б), либо вращения относительно оси, пер­пендикулярной плоскости сеток. Про­волочки в каждой сетке коллиматора устанавливаются параллельно друг другу на расстоянии, равном диаметру проволочки. Поэтому при движении источника по полю зрения Р. т. тени от верх. проволочек скользят по ниж. сетке, попадая то на проволочки, и тогда скорость счёта максимальна, то между ними, и тогда она минимальна (фон).

Угл. распределение скорости счёта Р. т. с модуляц. коллиматором (ф у н к ц и я о т к л и к а) показано на рис. 2, б. Для n-сеточного модуляц. коллиматора угол между соседними максимумами ₀=2^n-1_r, где _r=d/l — угл. разрешение Р. т. В боль­шинстве случаев Р. т. с модуляц. коллиматорами дают точность лока­лизации рентг. источников, достаточ­ную для их отождествления с небесными объектами, излучающими в иных диапазонах эл.-магн. волн.

С модуляц. коллиматорами начинает конкурировать методика кодиров. апертуры, позволяющая получить _r<1'. В Р. т. с кодиров. апертурой поле зрения перекрывается экраном, об­ладающим неоднородным пропуска­нием по всей площади. Детектор из­лучения в таком Р. т. позиционно-чувствительный, т. е. кроме энергии рентг. фотона измеряют и координаты точки, где он был зарегистрирован. При таком экране точечный источник излучения, находящийся на бесконечности, даёт распределение скорости счёта по поверхности детектора, соответствую­щее функции пропускания экрана.



^ Рис. 2. а — устройство рентг. телескопа с модуляц. коллиматором; б — угл. распре­деление скорости счёта.


Положение источника рентг. излуче­ния в поле зрения Р. т. определяется по положению максимума корреляц. функции между полученным распре­делением скорости счёта по поверх­ности детектора и функцией пропус­кания экрана.

В области энергий >15 кэВ в кач-ве детекторов Р. т. применяют крист. сцинтилляторы NaI (Тl) (см. ^ Сцинтилляционный счётчик); для подавле­ния фона заряж. ч-ц высоких энер­гий и гамма-фотонов служат устанав­ливаемые на антисовпадения с первы­ми крист. сцинтилляторы CsI(Tl). Для ограничения поля зрения в таких Р. т. применяют активные коллима­торы — цилиндры из сцинтилляторов, включённые на антисовпадения со сцинтилляторами NaI(Tl).

В диапазоне энергий от 0,1 до неск. кэВ наиболее эффективны Р. т., в к-рых осуществляется фокусировка излучения, падающего под малыми углами на фокусирующее зеркало (рис. 3). Чувствительность такого Р. т. в ~10³ раз превосходит Р. т. др. кон­струкций благодаря его способности собирать излучение со значит. пло­щади и направлять на детектор малых размеров, что существенно повышает отношение сигнал/шум. Р. т., по­строенный по такой схеме, даёт дву­мерное изображение источника рентг.

643




^ Рис. 3. Схема фокусирующего рентг. теле­скопа.

излучения подобно обычному оптич. телескопу. Для построения изображе­ния в фокусирующем Р. т. в кач-ве детекторов используют позиционно-чувствительные пропорц. камеры, мик­роканальные детекторы, а также при­боры с зарядовой связью (ПЗС). Угл. разрешение в первом случае опреде­ляется гл. обр. пространств. разреше­нием камеры и составляет ~1', микро­канальные детекторы и ПЗС дают 1—2" (для близких к оси пучков). При спек­трометрич. исследованиях применяют ПП детекторы, брэгговские крист. спектрометры и дифракц. решётки с позиционно-чувствит. детекторами. Косм. источники рентг. излучения очень разнообразны. Рентг. излучение Солнца было открыто в 1948 в США с ракеты, поднявшей Гейгера счётчики в верх. слои атмосферы. В 1962 груп­пой Р. Джиаккони (США) также с ракеты был обнаружен первый ис­точник рентг. излучения за пределами Солнечной системы — «Скорпион Х-1», а также диффузный рентг фон, по-видимому, внегалактич. происхожде­ния. К 1966 в результате эксперимен­тов на ракетах было открыто ок. 30 дискретных рентг. источников. С вы­водом на орбиту серии спец. ИСЗ («УХУРУ», «Ариэль», «САС-3», «Ве­ла», «Коперник», «ХЕАО» и др.) с Р. т. разл. типов были обнаружены сотни рентг. источников (галактич. и внегалактических, протяжённых и компактных, стационарных и пере­менных). Мн. из этих источников ещё не отождествлены с источниками, про­являющими себя в оптич. и др. диа­пазонах эл.-магн. излучения. Среди отождествлённых галактич. объектов: тесные двойные звёздные системы, один из компонентов к-рых — рентг. пульсар; одиночные пульсары (Crab, Vela); остатки сверхновых звёзд (протя­жённые источники); временные (транзиентные) источники, резко увеличи­вающие светимость в рентг. диапазоне и вновь угасающие за время от неск. минут до неск. месяцев; т. н. б а р с т е р ы — мощные вспыхивающие ис­точники рентг. излучения с характер­ным временем вспышки порядка неск. секунд. К отождествлённым внегалак­тич. объектам относятся ближайшие галактики (Магеллановы облака и Туманность Андромеды), радиогалактики Дева-А (М87) и Центавр-А (NGC 5128), квазары (в частности, ЗС 273), сейфертовские и др. галакти­ки с активными ядрами; скопления галактик — самые мощные источники рентг. излучения во Вселенной (в них за излучение ответствен горячий межгалактич. газ с темп-рой 50 млн. К). Подавляющее большинство косм. рентг. источников явл. объектами, совершенно непохожими на те, что были известны до начала рентг. астро­номии, и прежде всего они отличаются огромным энерговыделением. Свети­мость галактич. рентг. источников достигает 10³⁶—10³⁸ эрг/с, что в 10³—10⁵ раз превышает энерговыделение Солнца во всём диапазоне длин волн. У внегалактич. источников была заре­гистрирована светимость до 10⁴⁵ эрг/с, что указывает на необычность прояв­ляющихся здесь механизмов излуче­ния. В тесных двойных звёздных сис­темах, напр., в кач-ве осн. механизма энерговыделения рассматривают пере­текание в-ва от одного компонента (звезды-гиганта) к другому (нейтрон­ной звезде или чёрной дыре) — диско­вую аккрецию, при к-рой падающее на звезду в-во образует около этой звезды диск, где в-во благодаря трению разо­гревается и начинает интенсивно излу­чать. Среди вероятных гипотез про­исхождения диффузного рентг. фона, наряду с предположением о тепловом излучении горячего межгалактич. газа, рассматривается обратный Комптона эффект эл-нов на ИК фотонах, испу­щенных активными галактиками, или на фотонах реликтового излучения. Данные наблюдений с ИСЗ ХЕАО-В свидетельствуют о том, что значитель­ный вклад (>35%) в диффузный рентг. фон дают далёкие дискретные источ­ники, гл. обр. квазары.

• X-ray astronomy, ed. R. Giacconi, H. Gursky, Dordrecht—Boston, 1974; Шкло­вский И. С., Звёзды: их рождение, жизнь и смерть, 2 изд., М., 1977; К а п л а н С. А., Пикельнер С. Б., Физика межзвёзд­ной среды, М., 1979.

Н. С. Ямбуренко.

^ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (рентгеновские лучи), эл.-магн. иони­зирующее излучение, занимающее спектр. область между гамма- и УФ излучением в пределах дл. волн от 10^-4 до 10³ Å (от 10^-12 до 10^-5 см). Открыты в 1895 нем. физиком В. К. Рентгеном. Р. и. с <2 Å условно наз. жёстким, с >2Å — мягким.

Источники Р. и. Наиболее распро­странённый источник Р. и.— рентге­новская трубка, в к-рой ускоренные электрич. полем эл-ны бомбардируют металлич. анод. Р. и. может быть по­лучено при бомбардировке мишени ионами высокой энергии. В кач-ве источников Р. и. могут служить также нек-рые радиоактивные изотопы: одни из них непосредственно испускают Р. и., яд. излучения других (эл-ны или -частицы) бомбардируют метал­лич. мишень, к-рая испускает Р. и.; интенсивность Р. и. изотопных источ­ников на неск. порядков меньше ин­тенсивности излучения рентг. трубки,

а габариты, вес и стоимость значитель­но меньше, чем установки с рентг. трубкой.

Источниками мягкого Р. и. в обла­сти десятков и сотен А могут служить синхротроны и накопители эл-нов (см. ^ Синхротронное излучение). По интен­сивности синхротронное Р. и. превос­ходит в указанной области спектра из­лучение рентг. трубки на 2—3 поряд­ка. В рентг. диапазоне может лежать ондуляторное излучение и переходное излучение. Естеств. источниками Р. и. явл. Солнце и др. косм. объекты (см. Рентгеновский телескоп).

Спектр Р. и. может быть непрерыв­ным или линейчатым. Н е п р е р ы в н ы й (т о р м о з н о й) с п е к т р испускают быстрые заряж. ч-цы в результате их торможения при вз-ст­вии с атомами мишени (см. Тормозное излучение). Интенсивность тормозного Р. и. распределена по всем частотам v (или длинам волн =c/) до высоко­частотной границы ₀ (коротковолно­вой границы ₀), на к-рой энергия фо­тонов h₀ равна энергии eV бомбарди­рующих эл-нов (е — заряд эл-на, V -разность потенциалов ускоряющего поля, пройденная им).

Линейчатый спектр Р. и. возникает после ионизации атома с выбрасыванием эл-на с одной из его внутр. оболочек при столкновениях атома с быстрой заряж. ч-цей (п е р в и ч н о е Р. и.) или при поглощении им кванта эл.-магн. излучения (ф л у о р е с ц е н т н о е Р. и.). Ионизов. атом из нач. возбуждённого состояния (с возбуждённого высокого уровня энергии) через 10^-16 —10^-15 с перехо­дит в кон. состояние с меньшей энер­гией (на более низкий уровень энер­гии). При этом избыток энергии атом может испустить в виде кванта излу­чения определённой частоты. Частоты v такого Р. и. характерны для атомов каждого элемента, поэтому линейчатый спектр Р. и. наз. х а р а к т е р и с т и ч е с к и м. Зависимость  от ат. номера Z определяется Мозли законом.

Взаимодействие Р. и. с в-вом. При вз-ствии Р. и. с в-вом могут наблю­даться ф о т о э ф ф е к т, сопровож­дающее его поглощение Р. и., а также рассеяние излучения. Фотоэффект возникает в том случае, когда атом, поглотив квант Р. и., выбрасывает один из своих внутр. эл-нов, после чего может либо совершить излучательный переход, испуская характеристич. Р. и., либо выбросить второй эл-н (оже-электрон) при безызлучательном переходе (см. Оже-эффект). При воздействии Р. и. на неметаллич. кристаллы могут возникать дефекты крист. решётки, представляющие со­бой ионы с дополнит. положит. заря­дом, вблизи к-рого находятся избы­точные эл-ны (рентг. экситон), они явл. центрами окраски и исчезают лишь при значит. повышении темп-ры.

При прохождении Р. и. через слой в-ва толщиной х его нач. интенсив­ность I₀ уменьшается за счёт погло-

644


щения и рассеяния до величины I=I₀е^-x, где ( — коэфф. ослабления. В ДВ области спектра преобладает по­глощение Р. и., в коротковолновой — его рассеяние. Степень поглощения растёт с Z.

Рассеяние Р. и. в области больших Z и  происходит в осн. без изменения  (когерентное рассеяние), а в области малых Z и , как правило,  возраста­ет — происходит некогерентное рас­сеяние (комптоновское или комбина­ционное). При комптоновском рассея­нии, носящем хар-р неупругого кор­пускулярного рассеяния, за счёт час­тично потерянной фотоном энергии из оболочки атома вылетает эл-н отдачи (см. Комптона эффект). При этом уменьшается энергия фотона и изме­няется его направление; изменение К зависит от угла рассеяния. При комбинац. рассеянии рентг. фотона высо­кой энергии на лёгком атоме неболь­шая часть его энергии затрачивается на ионизацию атома и меняется на­правление движения фотона. Изме­нение  таких фотонов не зависит от угла рассеяния.

Показатель преломления в-ва n для Р. и. отличается от единицы на очень малую величину =1-n10^-6—10^-5. Фазовая скорость Р. и. в среде больше скорости света в ней. Отклонение Р. и. при переходе из одной среды в другую очень мало (неск. угловых мин). При падении Р. и. из вакуума на поверх­ность тела под очень малым углом происходит п о л н о е в н е ш н е е о т р а ж е н и е.