Mgr. David Zoul 2013

Role fyziky v radiodiagnostice Interakce záření s látkou, výpočet stínění, vznik RTG záření, spektrum

RTG záření

Mgr. David ZoulFakulta biomedicínského inženýrství ČVUT

2013

Nepřímo ionizující záření

Ztráta energie jednotlivých částic má převážně diskrétní charakterČástice bez elektrického náboje (fotony, neutrony, …)

Účinný průřez a odvozené veličiny

Lineární a hmotnostní součinitel zeslabení

První a druhá polotloušťka

Střední volná dráha částice

Součinitel přenosu energie

Součinitel absorpce energie

Lineární brzdná schopnost

Veličiny popisující pole záření a) Emise zdroje:

má binomické rozdělení

kde N je počet částic dopadnuvších na detektor a p je pravděpodobnost s jakou bude detekováno k částic (střední hodnota je N.p). Při vysokém N nebo p přechází v Poissonovo rozdělení

kde

b) Fluence částic – podíl počtu částic dopadnuvších na malou kouli a obsahu a jejího příčného řezu.

Fluenci rovněž můžeme v praxi stanovit jako podíl součtu délek tětiv částic procházejících malou koulí a objemu V této koule:

c) Fluence energie:

kde R je zářivá energie – součet kinetických energií fotonů, E je kinetická energie jednoho fotonu

zdNNdt

! 1! !

N kkNP k p pN k k

!

k

P k ek

k N

22

2 2 212 4

dN N R Nmda R L L

1

N

i

i

l

V

2dR E J mda

Účinný průřez interakceJe definován, jako podíl pravděpodobnosti P, že pro určitou terčovou entitu nastane určitý druh interakce, vyvolané dopadem nabité či nenabité částice určitého druhu a energie, a fluence dopadajících částic

Jednotkou je 1 m2

1 barn = 10-28 m2

P

Součet všech účinných průřezů odpovídajících různým interakcím mezi dopadající částicí určitého druhu s určitou energií, a danou terčovou částicí nazýváme celkovým (totálním) účinným průřezem interakce

i

itot

Konkrétně pro fotonové záření je totální účinný průřez součtem několika dílčích účinných průřezů, o nichž budeme za chvíli podrobněji hovořit

jpacfrtot

Makroskopický účinný průřez interakce

i

iin

Makroskopický totální účinný průřez interakce

i

itotitot n ,

ni je počet atomů i v jednotce objemu

Střední volná dráha částice a srážková frekvence

Elektrony energie 10 MeV v Al Elektrony energie 100 keV v Al

11

i

iin

i

iiinvf

Interakce fotonů v látce

1) Fotoelektrický jev (fotoefekt)

Hlavním typem interakce fotonů s látkou je fotoelektrický jev ( fotoefekt ), při němž dochází k úplnému předání energie fotonu orbitálnímu elektronu.Dochází k němu pouze na elektronu vázaném v atomovém obalu.Příklad 1: Dokažte, že k fotoefektu nemůže docházet na volném elektronu, protože by nemohly být splněny současně zákon zachování energie a zákon zachování hybnosti.Přitom energie fotonu E musí být větší než vazbová energie Un = -En elektronu v atomu dané látky.

Albert Einstein (1879 – 1955)

E h f

Fotoelektrický jev (fotoefekt)Tím je vlastně již určena závislost účinného průřezu f na energii fotonu E , kterou ukazuje obrázek. 

Účinný průřez bude mít maxima pro energie E srovnatelné s vazbovými energiemi elektronu v jednotlivých slupkách Un (n = K, L, M, ... ) a bude klesat vždy v intervalu Un E Un+1.Protože vazbové energie rostou s poklesem n, k fotoefektu dochází asi v 80 % případů na slupce K.Poněvadž vazbové energie rostou rovněž s atomovým číslem Z, fotoefekt se více projevuje u těžších atomů než u lehčích.

Fotoelektrický jev (fotoefekt)Teoretický výraz pro účinný průřez f je poměrně složitý, a proto se zpravidla spokojujeme s jeho zjednodušeným tvarem.Pro fotoefekt na slupce K tak platí Bornova aproximace:  kde je konstanta jemné struktury ( = 1/137),

 a exponent a nabývá hodnot: a = -7/2 pro mec2 E Uk

a = -1 pro E mec2.0 je účinný průřez pro tzv. Thomsonův rozptyl fotonu na elektronu.Platí: 

kde r0 je klasický poloměr elektronu.Všimněme si silné závislosti účinného průřezu na Z.

aK

f kZ 4

0

452

2cmE

ke

00 38 r

Fotoelektrický jev (fotoefekt)Pro účinné průřezy na dalších slupkách platí:

Počítáme-li proto celkový účinný průřez f , který je součtem účinných průřezů na jednotlivých slupkách, klademe f = 5/4 f

K.Prostorové rozdělení fotoelektronů závisí na jejich energii.Úhlové rozdělení fotoelektronů, které je popsáno vztahem 

kde je úhel mezi dráhou primárního fotonu a dráhou vyraženého fotoelektronu, v je rychlost vyraženého fotoelektronu,znázorňuje následující obrázek:   

 Pokud fotoelektrony mají malou energii, pak se pohybují zejména po dráze která je kolmá k původní dráze pohybu rentgenového fotonu.Se zvětšováním energie fotoelektronů se jejich orientace stále více blíží k dráze původního fotonu.

,cos1

sin2

cvd

dN

,41,

51

L

f

M

f

K

f

L

f

2) Augerův efektKaskádový proces, při němž elektron obsadí nižší energetickou hladinu uvolněnou fotoefektem (vyražením fotoelektronu z atomu). Během této deexcitace je vyzářen foton charakteristického záření o energii rovné rozdílu obou energetických hladin. Tento foton však neunikne pryč z atomu ale sám vyrazí některý z valenčních elektronů ven do vodivostního pásu.

Pierre Victor Auger (1889 – 1993)

3) Comptonův jev

Nepružný rozptyl fotonu na slabě vázaném valenčním elektronu

Artur Holly Compton (1892 – 1962)

Comptonův jevJedná se o kvantově-mechanický jev při němž se mění energie rozptýleného fotonu v závislosti na úhlu rozptylu a to podle vztahu: 

kde E0 je počáteční energie fotonu, E je energie rozptýleného fotonu, je úhel odraženého fotonu odvozeného roku 1923 A. Comptonem na základě experimentu znázorněného na obrázku 

Pro kinetickou energii odraženého elektronu platí

Z tohoto vztahu vyplývá, že nový foton má energii nejmenší, je-li vyzářen ve směru opačném oproti původnímu směru ( =180).Elektron v tomto případě přebírá maximální kinetickou energii  

a je vyzářen ve směru letu původního fotonu.

0

02

1 cos1

e

EE

Em c

0 max 2

0

12

ee

EE

m cE

Příklad 3: Při ozáření terčíku fotony bylo zjištěno, že maximální kinetická energie comptonovsky odražených elektronů je 100 keV. Určete vlnovou délku dopadajících fotonů.

Příklad 2: Foton o energii 60 keV se rozptýlil pod úhlem 120° na volném elektronu, který byl v klidu. Rozptýlený foton následně uvolnil fotoelektron z atomu molybdenu (vazebná energie 20 keV). Vypočti kinetickou energii fotoelektronu.

20

20

1 cos1 cose

e

EE

m c E

Comptonova hranaElektrony uvolněné při Comptonově rozptylu s monoenergetickými fotony mají spojité energetické spektrum od hodnoty 0 až do Emax . Maximální energie comptonovských elektronů je známa též jako Comptonova hrana.

Comptonův jevSouvislost mezi úhlem rozptylu fotonu a úhlem , pod nímž je vyražen elektron, je popsána vztahem  

Jak ukazuje tabulka, energie fotonu se mění s úhlem významněji při vyšších počátečních energiích rentgenového fotonu.Změny energie fotonu v oblasti energií užívaných v radiodiagnostice jsou pro malé úhly velmi malé.U prvků s nízkým atomovým číslem je dominantní Comptonův rozptyl, kdežto u prvků s vyšším atomovým číslem má primární vliv fotoelektrická absorpce.

počáteční energie fotonů [keV]

Úhel vychýlení fotonu 30 60 90 180

25 24,9 24,4 24 23

50 49,6 47,8 46 42

75 74,3 70,0 66 58

100 98,5 91,0 84 72

150 146,0 131,0 116 95

1000 794,0 508,0 341 205

2

20

tan cot2

e

e

m cm c E

Příklad 4: foton o kinetické energii 511 keV se rozptýlil na volném elektronu, který byl v klidu. Přitom se jeho vlnová délka posunula o 2,43 10-12m. Stanovte úhel rozletu mezi rozptýleným fotonem a odraženým elektronem.

Comptonův jev

Comptonův jevÚčinný průřez pro tento děj stanovili O. Klein, Y. Nishina a I. E. Tamm :  

 Závislost účinného průřezu Comptonova rozptylu c na energii fotonu E je znázorněna na obrázku, kde je také porovnán tento účinný průřez s průřezem f pro fotoefekt na různých látkách.

Zatímco fotoefekt pozitivně přispívá k zobrazení tkání s různým rozložením, Comptonův rozptyl naopak kvalitu obrazu zhoršuje.V energetickém oboru rentgenova záření používaného v lékařské diagnostice mají rozptýlené fotony energii srovnatelnou s počáteční energií a jsou příčinou vážné degradace rentgenogramů.

220 )21(

31)21ln(21)21ln(1

21)1(21

43

kkk

kk

kkk

kkZc

4) Rayleighův rozptylV důsledku interakce fotonu s celým komplexem elektronů v atomovém obalu dochází k pružnému rozptylu fotonů na atomech (nedochází ke změně energie fotonů, pouze ke změně jejich směru).

Rayleighův rozptyl je dominantním v oblasti viditelného světla a UV. Účinný průřez pro Rayleighův rozptyl v RTG oblasti již velmi rychle klesá s energií. Např. ve vodě a tkáni ekvivalentních materiálech přispívá k celkovému makroskopickému účinnému průřezu 12% pro 30 keV fotony, ale již jen 5% pro 70 keV fotony.

John William Strutt,3. Baron Rayleigh (1842 – 1919)

5) Tvorba párůDalším procesem, který přispívá k oslabení intenzity svazku fotonů pohybujících se v dané látce, je produkce e- - e+- párů k níž může dojít v poli atomového jádra nebo s menší pravděpodobností též v poli elektronů. Přítomnost jádra či elektronu je nutná, aby byly splněny zákony zachování energie a hybnosti soustavy.Pro vygenerování páru e- - e+ je nutné aby platilo E 2me c2 = 1,022 MeV pro tvorbu páru v poli jádra, nebo E 4mec2 = 2,044 MeV pro tvorbu páru v poli elektronu.Teorii tvorby elektron - pozitronových párů zpracovali Bethe a Heitler. Přesný výraz pro účinný průřez tvorby párů je opět velmi složitý, při energiích fotonů, jež lze v lékařské fyzice předpokládat, však přibližně platí:

Hans Albrecht Bethe (1906 – 2005) Walter Heinrich Heitler (1904 – 1981)

Zpomalováním vzniklého elektronu a pozitronu uvnitř látky samozřejmě dochází k vyzařování fotonů brzdného záření. Po zpomalení vytvoří pozitron vázaný stav e+ - e- s libovolným elektronem dané látky, který se nazývá pozitronium. Tento systém se chová jako neutrální částice která po určité krátké době zanikne anihilací. V pozitroniu mohou být spiny elektronu a pozitronu orientovány antiparalelně nebo paralelně.V prvním případě se pozitronium rozpadá v souladu se zákonem zachování impulsmomentu na dva fotony:

a má dobu života ~ 10-10 s.V druhém případě se musí, jak plyne ze zákona zachování spinu, rozpadat na lichý počet fotonů (nejméně 3). Tento proces je však méně pravděpodobný, a proto je odpovídající doba života ~ 10 -8 s.

ee

27218)2ln(

92822 krZp

Tvorba párůDocházíme tak k závěru, že tvorba párů vede jak k zeslabování fotonového svazku, tak zároveň k jeho rozptylu, podobně jako je tomu u Comptonefektu.

Interakce záření s látkou - shrnutíRaileighův rozptyl, Fotoefekt, Comptonefekt, Auguerefekt a tvorba párů jsou procesy, které nezávisle na sobě oslabují intenzitu svazku fotonů procházejících danou látkou.Totální účinný průřez absorpce charakterizující oslabení intenzity svazku získáme tudíž sumací příslušných účinných průřezů pro jednotlivé procesy: 

Energetickou závislost celkového lineárního součinitele zeslabení , který získáme z totálního účinného průřezu absorpce tot analogickým způsobem jako totální makroskopický účinný průřez tot, znázorňuje následující obrázek. 

 Rozeznáme na něm tři oblasti energií.Pro E E1 převládá fotoefekt, pro E1 E E2 Comptonefekt, a pro E E2 tvorba párů.

pacfrtot

Interakce záření s látkou - shrnutíHranice E1, E2 jsou různé pro různé prvky.Např. pro hliník je E1 = 0,05 MeV a E2 = 1,5 MeV, pro olovo platí E1 = 0,5 MeV a E2 = 5 MeV.Zajímavé rovněž je, jak se s rostoucím Z zvýrazňuje poloha minima závislosti (E).Viděli jsme, že pohlcování záření značně závisí na hmotnostním čísle Z atomů látky jíž prochází: 

Prvky s vyšším Z pohlcují rentgenové záření více, což umožňuje zobrazit jak změny ve vnitřní hustotě, tak i změny ve vnitřním chemickém složení těles.Např. v lidském těle se rentgenové záření pohlcuje 150-krát více v kostech, složených převážně z fosforečnanu vápenatého, než ve svalech, jejichž převažující složkou je voda.Proto se na rentgenovém snímku jeví kosti světlejší než měkké tkáně. 

)2(ln~,~,~ 2

27

4

EZEZ

EZ

pcf

Lineární součinitelé zeslabeníRaileighův rozptyl r Z2/E2 Fotoefekt f Z4/E3

Comptonův efekt c Z/E

Augerův efekt a 1/E3

Tvorba párů p Z2EFotojaderné reakce

µr

= µr + µf + µc + µp

Výpočet stínění

dI Idx

dI dxI

xII 0lnlnxeII 0

Intenzita záření uvnitř materiálu stínění klesá s hloubkou průniku do materiálu úměrně pravděpodobnosti interakce záření s částicemi materiálu stínění. Tedy:

Integrací této rovnice a následným odlogaritmováním postupně dospějeme k řešení:

Vzrůstový faktor BZa úzký svazek považujeme takový, ze kterého jsou všechny interagující fotony odstraněny a nemohou tedy dopadnout na detektor. V případě širokého svazku tomu tak není – rozptýlené fotony dopadají do detektoru a zvyšují jeho odezvu. Vzrůstový faktor B vyjadřuje podíl záření dopadajícího na detektor v geometrii širokého a úzkého svazku:

0dI BI e

Makroskopický účinný průřez a lineární součinitel zeslabení

tot

i

itotndxdJ

J ,

1

Označíme-li J hustotu proudu částic, pohybujících se ve směru rovnoběžném se směrem osy x, potom obecně platí

Specielně, pro jednosložkovou látku máme

tota

tottot MNn

0 0N ddJ d J B e J B e

kde B je vzrůstový faktor (korekce na široký svazek), je mikroskopický účinný průřez pro záchyt fotonu v látce a

je hustota částic látky.

AN

NM

Polotloušťka (d1/2) Tloušťka materiálu (stínění, filtrace), který v geometrii

úzkého svazku sníží intenzitu prošlého záření na polovinu vzhledem k intenzitě dopadajícího záření, tj.

1 2002

dII I e

1 2ln 2d

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 40.00

0.50

1.00

1.50

2.00

2.50

3.00

f(x) = 2.67846323135405 exp( − 0.224766697286159 x )R² = 0.996988979612227

Stínění ionizujícího záření

Odkud logaritmováním plyne

Příklad 5: Polotloušťka olova pro 60 keV fotony činí 0,125 mm. Navrhni tloušťku olověného stínění, která zredukuje dopadový dávkový příkon 1 mGy min-1 na bezpečnou úroveň pro obyvatele dle vyhlášky 307/2002.

Hmotnostní součinitel zeslabeníPodíl lineárního součinitele zeslabení a hustoty látky ρ.Protože hustota ρ bývá zpravidla přímo úměrná protonovému číslu Z dané látky, závisí hmotnostní součinitel zeslabení pro jednotlivé procesy na mocnině Z o jedna menší, než lineární součinitel zeslabení

kde wi je hmotnostní zastoupení atomů i v látce.

Hmotnostní součinitel umožňuje porovnávat stínící účinek různých druhů stínění o téže hmotnosti, zatímco lineární součinitel umožňuje porovnávat stínící účinek různých druhů stínění o téže tloušťce.

Např. poměr stínícího účinku železné (Z = 26) a hliníkové (Z = 13) desky stejné tloušťky je 24 = 16 (vypočteno z lineárního součinitele zeslabení pro fotoefekt), zatímco poměr stínícího účinku železné a hliníkové desky o stejné ploše a stejné hmotnosti je 23 = 8 (vypočteno z hmotnostního součinitele zeslabení pro fotoefekt).

Uvážíme-li však, že ocelová deska musí být ve druhém případě cca. o polovinu tenčí (ρ(Fe) 7000 kg/m3, ρ(Al) 3000 kg/m3), vychází stínící poměr vypočtený z lineárního a hmotnostního součinitele zeslabení přibližně stejný.

Příklad 6: Jakou tloušťku musí mít hliníkový absorbátor, aby zeslabil úzký monoenergetický svazek RTG záření ve stejné míře, jako ocelový absorbátor tloušťky 1 mm?

1 1

n nA

m i iii i

N wM

Interakce elektronů v látce

Radiační brzdná schopnostProcházejí-li elektrony látkou, interagují s jejími atomy či molekulami elektromagneticky, čímž ztrácejí energii. Vzhledem k tomu, že mají stejnou hmotnost jako elektrony v obalu těchto atomů, bude na jejich zbrzdění v látce mít podstatný vliv jejich interakce s těmito elektrony. Procházející elektron bude ztrácet svoji energii jednak tím, že bude atomy či molekuly ionizovat, a jednak tím, že bude vysílat tzv. brzdné záření.Brzdné záření může vzniknout jak při interakci elektronu s elektronem v atomu či molekule, tak i při interakci s jádrem o atomovém čísle Z. Tyto tzv. radiační ztráty energie jsou z klasického hlediska úměrné čtverci zrychlení částice, a proto jsou výraznější pro částice lehké než pro částice těžké. Radiační ztráty lze velmi přesně spočítat na základě kvantové elektrodynamiky. Přibližné vyjádření těchto ztrát v závislosti na kinetické energii elektronů udává následující formule: 

kde 

je tzv. klasický poloměr elektronu, n je počet atomů v objemové jednotce látky.

2 20

1/ 3

183 24ln ,137 9

kk

rad

dE Z rn Edx Z

2

0 20

1 m ,4 e

erm c

Brzdné zářeníZavedeme ještě délku X0 tak, aby platilo 

kde Ek0 je počáteční energie elektronu, Ek(x) je kinetická energie elektronu měřená po průletu dráhy x v daném prostředí.Potom je X0 délkou dráhy, na které klesne energie elektronu na 1/e původní velikosti.X0 se nazývá radiační délkou.Přibližně platí: 

kde je hustota prostředí.Brzdné záření elektronu vede při vysokých energiích k jeho rozhodujícím energetickým ztrátám. Přitom elektron může ztratit velkou část své energie při vzniku jednoho tvrdého fotonu, nebo v několika následných interakcích.Pro celý děj platí zákony zachování relativistické energie a hybnosti.Protože elektron vstupuje do reakce s atomem jako volný a jako volný z ní rovněž vystupuje, nejsou jeho energie kvantovány.Proto leží i energie vyzářených fotonů ve spojitém spektru.

,exp)(0

0

XxExE kk

,20 Z

constX

Ionizační brzdná schopnost

Látka Protonové číslo

ZRadiační délka X0 [mm] Kritická energie

[MeV] H 1 15 103 1000 C 6 0,224 140 N 7 360 120 O 8 280 100 Al 13 0,0969 60 Ar 18 120 40 Fe 26 0,0182 30 Cu 29 0,0147 25 Pb 82 0,00517 10 vzduch 7,3 330 120

Pro ionizační ztráty energie elektronu při průchodu hmotným prostředím platí:

Porovnáme-li tento výraz se vztahem pro radiační ztráty, můžeme přibližně psát

Energii, při které dochází k vyrovnání obou druhů ztrát, nazýváme kritickou energií.Její hodnoty pro různé látky uvádíme v tabulce

811122ln

2ln2 2

22

22

22

22

4

I

cEmZncme

dxdE ke

eion

k

2 .1600

k

rad k

k e

ion

dEE Zdx

dE m cdx

Příklad 7: Vypočti a) lineární brzdnou schopnost pro radiační ztráty elektronu o kinetické energii 100 keV ve wolframu, b) celkovou brzdou schopnost tohoto elektronu, c) jak hluboko do wolframu elektron pronikne?

Příklad 8: Jaká je kinetická energie elektronů, jestliže radiační ztráty v Pb činí 1/10 všech energetických ztrát?

Příklad 9: Určete kritickou energii pro průchod elektronů wolframem

Charakteristické zářeníPři zvyšujícím se potenciálovém rozdílu U mezi elektrodami se kromě brzdného záření objevuje v RTG spektru diskrétní složka, složená z nevelkého počtu spektrálních čar.Zvyšuje-li se dále energie elektronů, počet a intenzita čar roste.Poloha čar závisí na materiálu anody.V tomto spektru se čáry sdružují do sérií, vzdálenosti čar se přitom zmenšují směrem ke krátkovlnné hraně série.RTG série se označují velkými písmeny abecedy K,L,M,N, … s postupně rostoucí vlnovou délkou.Čáry uvnitř série se označují řeckými indexy podle abecedy, a to tak, že přísluší nejdelší vlnové délce.Buzení jednotlivých sérií závisí na energii elektronů.Tak např. na rhodiové elektrodě používané v mamografii pozorujeme pro následující potenciálové rozdíly tyto série:  0,5 kV M 3,0 kV M, L 23 kV M, L, K. Čáry emisního RTG spektra vykazují multipletní strukturu a jejich poloha závisí na atomovém čísle Z anody.

Charakteristické záření

Charakteristické záření

Spektra pro wolframový a molybdenový terčík při napětí 35 kV, které stačí k tomu, aby byly buzeny K-čáry molybdenu, ale nikoli wolframu.

Spektra jedné a téže rentgenky pro čtyři různé hodnoty anodového napětí.První částí spektra je spojitá část, jejíž původ je v brzdném záření, a druhou je diskrétní část projevující se rezonančními vrcholy, kterou nazýváme charakteristickým spektrem anody.Spektrální čáry k a k jsou částí podstatně bohatšího charakteristického spektra.

Nárazové zářeníRychlost elektronů které uvnitř rentgenky narážejí na anodu je obrovská.Např. při napětí 200 kV již převyšuje 2/3 rychlosti světla.Pouze 1 - 2 % elektronů však proniknou až do blízkosti atomových jader materiálu anody kde se nalézá slupka K.Zde jsou elektrony náhle prudce zabrzděny a jejich kinetická energie se změní v rentgenové záření zvané nárazové záření.Nárazové záření má spojité spektrum, které začíná na nejkratší vlnové délce min určené Duaneovým - Huntovým zákonem: 

kde min je v jednotkách nm, U je v kV.

Intenzita I nárazového záření v celém oboru vlnových délek je určena vztahem 

kde I = f () vyjadřuje závislost spektrální hustoty intenzity nárazového záření na vlnové délce.

U234,1

min

min

dII

Nárazové záření

Rozdělení intenzity rentgenového záření ve spektru nárazového záření je pro různé hodnoty anodového napětí znázorněno na obr. vlevo, při různých hodnotách anodového proudu na obr. vpravo, kde I4 > I3 > I2 > I1.

Nárazové zářeníPro intenzitu nárazového záření platí empirický vztah 

kde k je konstanta úměrnosti, Ia je anodový proud, Z je atomové číslo materiálu anody a Ua je anodové napětí.U většiny rentgenek dopadají elektrony na rovinu anody pod úhlem odlišným od kolmice.Poněvadž k brzdění elektronů, tj. ke generování nárazového záření dochází zejména v povrchové vrstvě anody, má tato vrstva vliv na jeho intenzitu I.Nárazové záření se průchodem k povrchu anody zeslabuje a protože zeslabování rentgenových paprsků závisí na délce dráhy jíž musí záření uvnitř materiálu anody projít, je rozdělení intenzity nárazového záření vystupujícího z anody značně prostorově asymetrické - viz obr. vlevoTeoretická azimutální rozdělení intenzit nárazového záření pro různá anodová napětí uvádí obr. vpravo.    

Z obrázku je patrné, že směrovost nárazového záření se začíná výrazněji projevovat při anodových napětích U > 30 kV.

,2

aa UZIkI

Afokální zářeníPři bombardování ohniska rentgenky svazkem elektronů se část primárních elektronů odráží od povrchu anody pod různými úhly. Odražené elektrony mají různou rychlost.Odražené sekundární elektrony, brzděné elektrickým polem, mění svoji dráhu a převážně se znovu vracejí na anodu, kde vyvolávají tzv. afokální záření, které snižuje ostrost zobrazení vyšetřovaného objektu.Jestliže u wolframové anody činí podíl afokálního záření při napětí 100 kV cca. 20 %, pak s poklesem U velikost afokálního záření klesá:90 kV - 18 %, 60 kV - 14 %, 40 kV - 11 %, 20 kV - 8,5 %.Aby se jakost rentgenogramu příliš nesnížila, je třeba co nejvíce potlačit vliv sekundárních elektronů, např. volbou optimální geometrie baňky a jakosti jejího skla, dále je třeba dodržet podmínku

kde Ra je poloměr anody, Rf je poloměr ohniska, d je mezielektrodová vzdálenost.

,2dRR fa

Spektrum RTG záření

Druhá polotloušťkaKoeficient homogenity RTG záření

Druhou polotloušťkou dII 1/2 se rozumí tloušťka stínícího materiálu, při níž se intenzita záření prošlého první polotloušťkou zeslabí opět na polovinu.

To nám umožňuje kvantifikovat tzv. koeficient homogenity záření H jakožto podíl 

U homogenního záření je H 1, u heterogenního záření je H 1.

Poznámka: homogenita a heterogenita záření jsou fyzikálně poněkud zavádějící termíny, které se používají v podstatě z historických důvodů. Správnějším termínem je monoenergetické a polyenergetické záření, které v optice bývá zvykem nahrazovat termíny „monochromatické“ a „polychromatické“.

Příklad 10: kolik polotlouštěk je zapotřebí, aby se úzký monoenergetický svazek Roentgenova záření zeslabil 103 krát?

2/1

2/1

II

I

dd

H