Prezentace se nahrává, počkejte prosím

Prezentace se nahrává, počkejte prosím

Role fyziky v radiodiagnostice Interakce záření s látkou, výpočet stínění, vznik RTG záření, spektrum RTG záření Mgr. David Zoul 2013.

Podobné prezentace


Prezentace na téma: "Role fyziky v radiodiagnostice Interakce záření s látkou, výpočet stínění, vznik RTG záření, spektrum RTG záření Mgr. David Zoul 2013."— Transkript prezentace:

1 Role fyziky v radiodiagnostice Interakce záření s látkou, výpočet stínění, vznik RTG záření, spektrum RTG záření Mgr. David Zoul 2013

2 Nepřímo ionizující záření Ztráta energie jednotlivých částic má převážně diskrétní charakter Částice 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

3 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

4 Účinný průřez interakce Je 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 m 2 1 barn = m 2 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 Konkrétně pro fotonové záření platí

5 Účinný průřez interakce

6 Makroskopický účinný průřez interakce Makroskopický totální účinný průřez interakce n i je počet atomů i v jednotce objemu

7 Střední volná dráha částice a srážková frekvence Elektrony energie 10 MeV v Al Elektrony energie 100 keV v Al

8 Interakce fotonů v látce

9 Rayleighův rozptyl V 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)

10 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 U n = -E n elektronu v atomu dané látky.

11 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 U n (n = K, L, M,... ) a bude klesat vždy v intervalu U n  E   U n+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.

12 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 E   U k a pro ћ << m  c 2, a = -1 pro E   m  c 2.  0 je účinný průřez pro tzv. Thomsonův rozptyl fotonu na elektronu. Platí: kde r 0 je klasický poloměr elektronu. Všimněme si silné závislosti účinného průřezu na Z.

13 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.

14 Comptonův jev Interakce fotonu se slabě vázaným valenčním elektronem Artur Holly Compton (1892 – 1962)

15 Comptonův jev Jedná se o kvantově-mechanický jev při němž se mění energie rozptýleného fotonu v závislosti na úhlu rozptylu a to podle vztahu: kde E  0 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. 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.

16 Comptonova hrana Elektrony, uvolněné při Comptonově rozptylu s monoenergetickými fotony, mají spojité energetické spektrum od hodnoty 0 až do E max. Maximální energie comptonovských elektronů je známa též jako Comptonova hrana.

17 Comptonův jev Souvislost 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, ,6 47, ,3 70, ,5 91, ,0 131, ,0 508, 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  m. Stanovte úhel rozletu mezi rozptýleným fotonem a odraženým elektronem.

18 Comptonův jev

19 Účinný 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 různého složení a hustoty, 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.

20 Augerův efekt Vícekaskádový proces, při němž foton excituje elektron, a podobně jako při fotoefektu sám zaniká. Excitovaný elektron však zůstává vázán v atomu, pouze se přesune na vyšší energetickou hladinu a během následné deexcitace vyzáří další foton o energii rovné rozdílu excitační a základní energetické hladiny. Tento foton buď unikne pryč z atomu v náhodném směru, nebo sám vyrazí některý z valenčních elektronů ven do vodivostního pásu.

21 Tvorba párů Dalším 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 elektronu. 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   2m e  c 2 = 1,022 MeV pro tvorbu páru v poli jádra, nebo E   4m e  c 2 = 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: 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 spinu na dva fotony: a má dobu života ~ s. V druhém případě se musí, jak plyne ze zákona zachování spinu, rozpadat na tři nebo více fotonů. Tento proces je však méně pravděpodobný, a proto je odpovídající doba života ~ s.

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

23 Interakce záření s látkou Rayleighův rozptyl, Fotoefekt, Comptonefekt, Auguerefekt a pair production 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: Závislost součinitele zeslabení , který získáme z účinného průřezu absorpce , na energii fotonů znázorňuje následující obrázek. Rozeznáme na něm tři oblasti energií. Pro E   E 1 převládá fotoefekt, pro E 1  E   E 2 Comptonefekt, a pro E   E 2 tvorba párů.

24 Interakce záření s látkou Hranice E 1, E 2 jsou různé pro různé prvky. Např. pro hliník je E 1 = 0,05 MeV a E 2 = 1,5 MeV, pro olovo platí E 1 = 0,5 MeV a E 2 = 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 tkáně.

25 Interakce záření s látkou Raileighův rozptyl  r  Z 2 /E 2 Fotoefekt  f  Z 4 /E 3 Comptonův efekt  c  Z/E Augerův efekt  a  1/E 3 Tvorba párů  p  Z 2 E Fotojaderné reakce µrµr = µ r + µ f + µ c + µ p

26 Výpočet stínění 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:

27 Vzrůstový faktor B Za 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:

28 Makroskopický účinný průřez a lineární součinitel zeslabení Označíme-li J hustotu proudu částic, pohybujících se ve směru rovnoběžném se směrem osy x, potom obecně platí Specielně, pro jednosložkovou látku máme kde B je vzrůstový faktor (korekce na široký svazek),  je mikroskopický účinný průřez pro záchyt fotonu v látce a je hustota částic látky.

29 Polotloušťka (d 1/2 ) Tloušťka materiálu (stínění, filtrace), který v geometrii úzkého svazku sníží intenzitu prošlého záření na polovinu vzhledem k intenzitě dopadajícího záření, tj. Tloušťka materiálu (stínění, filtrace), který v geometrii úzkého svazku sníží intenzitu prošlého záření na polovinu vzhledem k intenzitě dopadajícího záření, tj. 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.

30 Hmotnostní součinitel zeslabení Podíl 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 w i 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 2 4 = 16 (vypočteno z lineárního součinitele zeslabení pro fotoefekt), zatímco poměr stínícího účinku železné a hliníkové desky o stejné ploše a stejné hmotnosti je 2 3 = 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/m 3, ρ(Al)  3000 kg/m 3 ), 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?

31 Interakce elektronů v látce

32 Radiační brzdná schopnost Procházejí-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.

33 Brzdné záření Zavedeme ještě délku X 0 tak, aby platilo kde E k0 je počáteční energie elektronu, E k (x) je kinetická energie elektronu měřená po průletu dráhy x v daném prostředí. Potom je X 0 délkou dráhy, na které klesne energie elektronu na 1/e původní velikosti. X 0 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.

34 Ionizační brzdná schopnost Látka Protonové číslo Z Radiační délka X 0 [mm] Kritická energie [MeV] H 1 15  C 6 0, N O Al 13 0, Ar Fe 26 0, Cu 29 0, Pb 82 0, vzduch 7, 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 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

35 Charakteristické záření Při 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.

36 Charakteristické záření

37 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.

38 Nárazové záření Rychlost elektronů které uvnitř rentgenky narážejí na anodu je obrovská. Např. při napětí 200 kV již převyšuje 2/3 rychlosti světla. Pouze % 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.

39 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 I 4 > I 3 > I 2 > I 1.

40 Nárazové záření Pro intenzitu nárazového záření platí empirický vztah kde k je konstanta úměrnosti, I a je anodový proud, Z je atomové číslo materiálu anody a U a 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. vlevo Teoretická 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.

41 Afokální záření Při 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, popř. kovovou střední částí. Dále je třeba dodržet podmínku kde R a je poloměr anody, R f je poloměr ohniska, d je mezielektrodová vzdálenost.

42 Spektrum RTG záření

43 Druhá polotloušťka Koeficient homogenity RTG záření Druhou polotloušťkou d II 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 10 3 krát?


Stáhnout ppt "Role fyziky v radiodiagnostice Interakce záření s látkou, výpočet stínění, vznik RTG záření, spektrum RTG záření Mgr. David Zoul 2013."

Podobné prezentace


Reklamy Google