Röntgenkiirte hajutamine madalate nurkade juures. X-ray väike hajumine. Keeruliste numbrite geomeetriline tõlgendamine
Erinevalt paljudest spekulatsiooni spekulatsioonidest põhines Thomsoni mudel füüsilistel faktidel, mis mitte ainult ei õigusta mudelit, vaid andis ka teatud juhiseid aatomi korpuse arvu kohta. Esimene fakt on hajumine x-ray kiirtevõi, nagu ütles Thomson, sekundaarsete röntgenkiirte tekkimine. Thomson peab röntgenkiirgust elektromagnetilise pulseerimisena. Kui sellised pulsatsioonid langevad aatomitele, mis sisaldavad elektroneid, siis elektronid, mis tulevad kiirendatud liikumisse, mis kirjeldab limiri valemit. Mahuühikus asuva elektriühiku elektronide puhul, mis asuvad ajaühiku kohta
kus n on elektronide arv (korpused) ühiku mahu kohta. Teisest küljest elektroni kiirendus
kus E P on esmase kiirguse valdkonna intensiivsus. Järelikult on hajutatud kiirguse intensiivsus
Kuna intensiivsus vahejuhtumi kiirguse vastavalt osutamise teoreem on võrdne
siis suhe hajutatud energia primaarse
Charles Glover Barkla1917. aastal oli iseloomulike röntgelite avamise auhind 1899-1902. "Student-Uurija" (Graduate Student) Thomsonis Cambridge'is ja siin sai ta huvitatud röntgenikiiretest. 1902. aastal oli ta ülikooli kolleegiumi õpetaja Liverpoolis ja siin 1904. aastal avastas ta teisejärgulise röntgenkiirguse uurimist oma polarisatsiooni, mis langes täielikult kokku Thomsoni teoreetiliste prognoosidega. Lõplik kogemus 1906, Barclay sundis esmane kimp hajutada süsinikuaatomite. Hajutatud kimp langes risti primaarse tala ja siin jälle hajutatud süsinikuga. See tertsiaarne tala oli täiesti polariseeritud.
Uurides röntgenkiirte hajutamine valguse aatomitest, leidis Barclay 1904. aastal, et sekundaarsete kiirte olemus on sama kui esmane. Sest sekundaarse kiirguse intensiivsuse suhe esmase, leidis ta suurust, mis ei sõltu esmase kiirguse, aine proportsionaalse tihedusega:
Thomsoni valemist
Kuid tihedus \u003d N A / L, kus A on aatomi aatomi mass, n on aatomite arv 1 cm 3., L on Avogadro arv. Seega,
Kui paned arvu corpuscles aatomi võrdne Z, siis n \u003d NZ ja
Kui me asendada asendada E, M, L, L, siis leiame K. 1906. aastal, kui numbrid E ja M ei olnud täpselt teada, leiti Thomson Barclay mõõtmistest, mis Z \u003d A., st aatomi korpusklaste arv on aatomi kaal. Väärtus K, mis on saadud valguse Barclay aatomite jaoks 1904. aastal K \u003d 0,2. Aga 1911. aastal Barclay, kasutades rafineeritud Bayer andmeid E / M, väärtused E ja L saadud Rootford ja Geigersaadud K \u003d 0,4, ning seetõttu Z \u003d 1/2. Nagu selgus, see suhe on hästi teostatud valguse tuuma valdkonnas (välja arvatud vesinik).
Thomson Teooria aitas mõista mitmeid küsimusi, kuid veelgi rohkem küsimusi jäi lahendamata. Selle mudeli otsustav löök tekitas Rutherfordi 1911. aasta katsed, mis mainitakse.
Sarnane rõngakujuline mudel aatom soovitas 1903. aastal Jaapani füüsik Nagawa Ta soovitas, et aatomi keskel on positiivne tasu, mille ümber töödeldakse elektroni rõngaid nagu Saturn rõngad. Ta suutis arvutada oma orbiidide väiksemate nihkete elektronide poolt teostatud võnkumiste perioodid. Nii saadud sagedused, enam-vähem kirjeldatud mõnede elementide spektriliinid *.
* (Samuti tuleb märkida, et Aatomi planeedimudel tehti ettepanek 1901. aastal. J. PERENOM. Ta mainis seda katset Nobeli loengus lugeda 11. detsembril 1926.)
25. september 1905 Saksa loodusteadlaste ja arstide 77. kongressis elektronide aruanne V. Win. Selles aruandes ütles ta muide, järgmised: "Spektraalsete joontide selgitus on oluline ka elektroonilise teooria jaoks. Kuna iga element vastab teatavale spektraalsete liinide rühmitusele, mis see kiirgab Glow, siis iga aatom peab esindama pidevat süsteemi. See oleks kõige lihtsam viis esindada aatomi kui planetaarisüsteemi, mis koosneb positiivselt laetud keskusest, mille ümber pöördub, nagu planeedid, negatiivsed elektronid. Aga selline süsteem ei saa muuta Rakeeritud energia tõttu. Seetõttu oleme sunnitud viitama süsteemi, kus elektronid on suhtelise rahuga või omavad ebaolulised kiirused - esitlus, milles see sisaldab palju kahtlasi. "
Kahtlused Need veelgi suuremad kui uued salapärane omaduste kiirguse ja aatomite avastatakse.
Jaoks töö kõrgendatud pingetegaNagu radiograafia tavapärastes pingetes, on vaja kasutada kõiki teadaolevaid viise hajutatud röntgenkiirguse vastu võitlemiseks.
number hajutatud röntgenkiirte See vähendab kokkupuutevälja vähenemisega, mis saavutatakse röntgenkiirte tööpaketi läbimõõduga piiramise teel. Väheneb kokkupuute valdkonnas omakorda resolutsioon röntgenkiirte kujutise paraneb, st minimaalne suurus osalise osa väheneb. Röntgenkiirte tööpaketi läbimõõdu piiramiseks ei ole asendatavad diafragmad või torud piisavad.
Koguse vähendamiseks hajutatud röntgenkiirte Seda tuleks kohaldada võimaluse korral. Kui kokkusurumine on uuringu objekti paksus väheneb ja muidugi muutub see väiksemaks, muutub see vähem keskused hajutatud röntgenkiirguse kiirguse moodustamiseks. Kompressiooni puhul kasutatakse spetsiaalseid tihendusrihmu, mis kuuluvad radiodi diagnostikaseadmetesse, kuid neid ei kasutata sageli piisavalt.
Hajutatud kiirguse arv See vähendab röntgenkiirguse ja filmi vahelisi vahekaugust. Selle vahemaa suurenemisega ja vastava diafragmeiseerimise suurenemisega saadakse vähem, mis koosneb röntgenkiirte töörühma küljel. Röntgentoru ja filmi vahelise vahemaa suurenemisega on vaja vähendada säritust võimalike suuruste vähendamiseks. Uuringu ala ei tohiks "katkestada".
Selleks viimases konstruktsioonid Röntgenkiirte diagnostikaseadmed on varustatud püramiiditoruga, millel on kerge tsentratsiooni. Sellega saavutatakse see mitte ainult eemaldatava ala piiramiseks röntgenkiirte kujutise kvaliteedi parandamiseks, kuid see välistab ka inimkeha osade liigne kiiritamine, mis ei kuulu radiograafiale.
Koguse vähendamiseks hajutatud röntgenkiirte Objekti uuritud osa peaks olema võimalikult lähedal röntgenfilmile. See ei kehti radiograafia suhtes röntgenkiirte otsese suurenemisega. Raadiograafiaga otsese suurenemisega pildi suurenemisega ei jõua hajutatud uuring praktiliselt röntgenfilmile.
Liiva kotid fikseerimine Uuringu all olev objekt on kassetist kaugemale asetamine, sest liiv on hea sööde hajutatud röntgenkiirguse moodustamiseks.
RadiograafiagaValmistatud lauale, ilma et kasutada pigistavat võre, kasseti või kile ümbriku all tuleb lunastava kummi võimalikult suured suurused.
Imendumiseks hajutatud röntgenkiirte Kasutatakse röntgen-grillide uurimist, mis neelavad neid kiirte, kui nad neid inimkeha lahkuvad.
Mastering Technology x-ray-piltide tootmine Kõrgemate pingetega röntgenkiirguse toru puhul on see tee, mis toob meid ideaalse röntgenkiirte nihke, mis on selline hetktõmmis, mis on üksikasjades ja luu ja pehmete kudede selgelt nähtav.
Ex \u003d ex0 cos (WT - K0 Z + J0) EY \u003d EY0 COS (WT - K0 Z + J0)
BX \u003d BX0 cos (WT - K0 Z + J0) \u003d by0 cos (WT - K0 Z + J0)
kus t on aeg, W on elektromagnetkiirguse sagedus, K0 on laine number, J0 - algfaas. Laine number on laine vektori moodul ja pöördvõrdeline lainepikkusega K0 \u003d 2π / l. Algfaasi numbriline väärtus sõltub esialgse ajapunkti valimisest t0 \u003d 0. EX0, EY0, BX0 väärtused on elektriliste ja magnetiliste lainepikkuste vastavate komponentide (3.16) amplituudid.
Seega kõik komponendid (3.16) koos lame elektromagnetlaine on kirjeldatud elementaarne harmoonilised funktsioonid vormi:
Y \u003d A0 COS (WT - KZ + J0) (3.17)
Kaaluge korter-monokromaatilise röntgenkiirte laine hajutamist mitmel proovi aatomitel uuringus (molekulil, piiratud mõõtmelise kristall jne). Elektromagnetlaine koostoime aatomite elektronidega toob kaasa sekundaarse (hajutatud) elektromagnetiliste lainete põlvkonda. Vastavalt klassikalise elektrodünaamika hajumine eraldi elektroni tekib keha nurga 4p ja millel on märkimisväärne anisotropy. Kui primaarset röntgenkiirgust ei ole polariseeritud, kirjeldatakse hajutatud lainekiirguse voolutihedust järgmise funktsiooniga
(3.18)kus I0 on primaarse kiirguse oja tihedus, r on hajumise punkti kaugusel hajutatud kiirguse registreerimise kohale, Q on polaarse hajumise nurk, mis loendatakse tasapinna lainevektori suunas Wave K0 (vt joonis.3.6). Parameeter
»2.818 × 10-6 nm (3. 19)ajalooliselt klassikaline elektrooniline raadius.
Joonis.3.6. Polar hajumise nurk Q kohta lameda primaarse laine väike crideways cr.
Teatud nurk Q määrab kosmoses koonilise pinna. Aatomi elektronide korrelatsiooniga liikumine raskendab hajutatud kiirguse anisotroopiat. Röntgenilaine amplituud, hajutatud aatomi amplituud, kasutades lainepikkuse ja polaarse nurga f (Q, L) funktsiooni, mida nimetatakse aatomi amplituudiks.
Seega väljendatakse röntgenkiirguse intensiivsuse nurga jaotus, hajutatud aatomi valemiga
(3. 20)
ja omab aksiaalset sümmeetriat võrreldes K0 esmase laine lainevektori suunas. Aatomi amplituudi F2 ruut nimetatakse tuumateguriks.
Reeglina eksperimentaalsete seadmetega röntgenkiirte ja röntgenkiirte uuringute katseseadmete puhul paikneb hajutatud röntgenkiirte detektor R-i kaugusel, mis ületab oluliselt hajumisproovi mõõtmeid. Sellistel juhtudel lõikab detektori siseakna välja hajutatud laine pideva faasi pinnast, mis võib olla suure täpsusega paigutatud.
Joonis 3.8. Geomeetriline hajumise diagramm röntgenkiirte aatomite proovi 1 tingimustel difraktsioonifraktsiooni.
2 - röntgen detektor, K0 - Wave vektor Primaarse röntgenkiirte laine, riba nooled kujutavad primaarsete röntgenkiirte ojade, vöötkoodi punktiiriga - hajutatud röntgenkiirte voogusid. Ringid näitavad uuritava proovi aatomeid.
Lisaks vahemaad külgnevate aatomite kiiritatud proovi on mitu suurusjärgus suurus väiksem kui läbimõõt detektori sisend akna.
Järelikult selle registreerimise geomeetria puhul tajub detektor üksikute aatomite hajutatud lamedate lainete voolu ja kõigi hajutatud lainete lainevektoreid võib pidada suure täpsusega paralleelselt.
Röntgenkiirte hajutamise ülaltoodud omadused ja nende registreerimise tunnused on ajalooliselt saanud Fraunhoferi difraktsiooni nime. See ligikaudne kirjeldus X-ray hajumise protsessi aatomi struktuuride võimaldab teil arvutada difraktsioonimustri (nurk jaotus intensiivsuse hajutatud kiirguse) suure täpsusega. Tõend seisneb selles, et difraktsioonifraktsiooni ühtlustamine põhineb aine röntgendifraktsioonimeetoditel, mis võimaldavad määrata kristallide algrakkude parameetrid aatomite koordinaatide arvutamiseks, et määrata proovis erinevate faaside olemasolu Kristallide defektide omaduste määramiseks jne.
Mõtle kristallilise proovi väikese suurusega, mis sisaldab piiratud arvu N aatomite spetsiifilise keemilise numbriga.
Tutvustame ristkülikukujulise koordinaatide süsteemi. Selle algus on ühilduv ühe aatomi keskmega. Aatomi iga keskuse asukoht (hajumiskeskus) määrab kolm koordinaati. XJ, YJ, ZJ, kus J on aatomi järjestuse number.
Lase proovil uuringul kokku puutuda kindla primaarse röntgenkiirguse lainega lainevektori k0-ga, mis on suunatud paralleelselt valitud koordinaatide süsteemi OZ-teljega. Sellisel juhul esindab esmane laine vormi funktsiooniga (3.17).
Röntgenkiirte hajumine aatomitel võib olla nii elastne kui ka elastne. Elastne hajutamine toimub ilma röntgenkiirguse kiirguse lainepikkust muutmata. Inneastiku hajumise korral suureneb kiirguse lainepikkus ja sekundaarsed lained on ebajärjekindlad. Järgnevalt peetakse aatomite röntgenkiirte elastseks hajumiseks.
Tähistage l - kaugus koordinaatide algusest detektorile. Teeme ettepaneku tagada Fraunhoferi difraktsiooni tingimused. See tähendab eelkõige seda, et kiiritatud proovi aatomite maksimaalne kaugus on mitmed suurusjärgus vähem kui vahemaa L.. Sellisel juhul on detektori tundlik element kokku paralleelsete lainevektoritega K. Kõikide vektorite moodulid on võrdsed laine vektori K0 \u003d 2π / L mooduliga.
Iga lame laine põhjustab harmoonilise võnkumise sagedusega
(3.21)Kui esmane laine on rahuldavalt ühtlustatud lame harmoonilise, siis kõik sekundaarsed (hajutatud aatomid) lained on ühtne. Mitme lainete faaside erinevus sõltub nende lainete käigus erinevusest.
Me kulutame koordinaatide algusest detektori sisendi akna asukohta Abitelje Axis või. Siis iga sekundaarne paljundus selle telje suunas saab funktsiooni kirjeldada
y \u003d A1 FCOS (WT-KR + J0) (3.22)
kui A1 amplituud sõltub primaarse laine A0 amplituudist ja esialgne faas J0 on kõigi sekundaarsete lainete puhul sama.
Aatomi poolt koordinaatide alguses tekkinud sekundaarne laine tekitab funktsiooni poolt kirjeldatud detektori tundliku elemendi võnkumise
A1 F (Q) COS (WT - KL + J0) (3.23)
Muud sekundaarsed lained loovad võnkumisi samal sagedusel (3.21), kuid erinevad funktsioonist (3.23) faasi vahetusega, mis omakorda sõltub teiseste lainete vahelise erinevusest.
Süsteemi jaoks korter ühtne monokromaatiline lained liiguvad teatud suunas, suhteline faasi vahetus DJ on otseselt proportsionaalne erinevusega käigus DL
DJ \u003d K × DL (3.24)
kus k on laine number
k \u003d 2π / l. (3.25)
Erinevuse arvutamiseks teisese lainete käigus (3.23) eeldatakse kõigepealt, et kiiritatud proov on ühemõõtmeline aatomite ahel, mis asuvad OX-koordinaadi telje teljega (vt joonis.3.9). Aatomi koordinaadid määravad numbritega XI, (J \u003d 0, 1, ..., N - 1), kus X0 \u003d 0 Primaarse lame laine konstantse faasi pind on paralleelne aatomite ahelaga ja Wave Vector K0 on selle suhtes risti.
Me arvutame kindla difraktsioonimustri, st Hajutatud kiirguse intensiivsuse nurga jaotus joonisel 3.9 näidatud tasapinnas. Sellisel juhul määrab detektori asukoha orientatsioon (teisisõnu, abi või) suunda hajumisnurga poolt, mis loendatakse OZ-teljest st. \\ t Esmase laine laine vektori K0 suunas.
Joonis 3.9. Difraktsioonifraktsiooni geomeetriline diagramm eelmääratud tasapinnas aatomite sirge ahelas
Ilma kadudeta põhjenduste kaotuseta võib eeldada, et kõik aatomid asuvad paremal poolteljel. (Välja arvatud aatom, mis asub koordinaatide keskel).
Kuna difraktsiooniftingimused viiakse läbi, tulevad kõigi aatomite poolt hajutatud lainete vektorid detektori sisendi aknale paralleelsete lainevektoritega K.
Joonis 3.9 Sellest järeldub, et aatomi poolt XI-koordinaadiga väljastatud laine läbib kaugus L - Xisin detektorile (Q). Sellest tulenevalt kirjeldab funktsiooni funktsiooni tuvastatud detektori tundliku elemendi võnkumise tuvastamise tundliku elemendi võnkumise funktsiooniga XI-koordinaadiga
A1 F (Q) COS (WT - K (L-XJ Sin (Q)) + J0) (3.26)
Sarnased liigid on ülejäänud hajutatud lained, mis sisenesid anduri aknale, mis asub antud asendis.
Algse faasi J0 suurus määratakse sisuliselt aja alguse punktini. Miski ei takista J0 valik -kl-ga. Seejärel esineb detektori tundliku elemendi liikumine
(3.27)
See tähendab, et erinevus liikumise lained hajutatud aatomite koordinaatide XI ja X0 on -xisin (Q) ja vastava faasi erinevus on võrdne KXisin (Q).
Röntgenkiirte elektromagnetiliste lainete sagedus w võnkumised on väga suured. Sest röntgenkiirte lainepikkusega L \u003d Å sagedus W-ga suurusjärgus on ~ 1019 S-1. Kaasaegsed seadmed ei saa mõõta elektriliste ja magnetväljade (1) hetkeväärseid väärtusi (1) selliste väljade kiirete muutustega, nii et kõik röntgenikandurid registreerivad elektromagnetiliste võnkumiste amplituudi keskmise väärtuse.
Et saada kvantitatiivne teave nanokristalliliste sulamite aluskonstruktsioonide kohta, on suured võimalused väiksemate röntgenkiirte hajumise meetod (mour). See meetod võimaldab teil kindlaks määrata submikroskoopiliste osakeste mõõtmed ja kuju mõõtmed, mis asuvad vahemikus 10 kuni 1000 Å. Moore'i meetodi eelised peaksid olema tingitud asjaolust, et väikeste nurkade piirkonnas ei saa te arvesse võtta Comptoni hajutamist, samuti hajutamist termiliste võnkumiste ja staatiliste nihkete tõttu, mis on väikeste nurkade väljal tühised. Tuleb märkida, et difraktsioonimustri loomisel osalevad ainult elektronid (tuumade hajutid on tühised), seetõttu on difraktsioonimustri järgi võimalik hinnata elektrontiheduse ruumilist jaotust ja üleliigset ja Elektrienergia puudus elektri tiheduse seaduse keskmise suhtes.
Klassikalise amplituudi teooria kohaselt on laiendatud sfääriline osake võrdne
kus - difraktsiooninurk, difraktsioonirektor moodul on võrdne; - elektrontiheduse jaotuse funktsioon osakestes; - osakeste raadius.
Elektroonilise tiheduse raadiuse homogeense sfäärilise osakese intensiivsus võib kõige lihtsamalt arvutada.
- osakeste kuju funktsioon ja selle ruut on sfääriline osakeste hajutamise tegur; - Osakeste elektronide arv on elektroni poolt hajutatud intensiivsus (see tuleb märkida, et pöördvõrde nullõlme piirkonnas saab funktsiooni nurga sõltuvust tähelepanuta jätta, st).
Nagu näidatud, pakkus Ginier ettepaneku lihtsustatud meetodi intensiivsuse arvutamiseks, mis seisneb selles, et väikese osakeste suurusega ja kui meil on. Seega, kui laguneva reas, võib see piirduda kahe esimese liikmega:
Väärtust nimetatakse inertsinaalsete osakeste elektrooniliseks raadiuseks ja on RMS osakeste suurus (heterogeensus). On lihtne näidata, et elektri tihedusega raadiuse homogeense sfäärilise osakese puhul ekspresseeritakse gyratsiooni raadius raadiuse kaudu järgmiselt: ja väärtus on võrdne osakeste või täpsemalt elektronide arvuga - erinevus Osakeste elektronide arvu ja elektronide arvu vahel, mis võrdub ümbritseva keskkonna (- heterogeensuse ja heterogeensuse ja maatriksi elektroonilise tiheduse mahuga) mahuga. Eespool öeldu põhjal saame:
Monodis- tühjendatud süsteemi puhul, kui saate kõrvale jätta tähelepanuta erinevate osakeste poolt hajutatud kiirguse häireid, võib nulli sõlme pöörleva intensiivsuse profiili kiiritatud mahu sisaldava süsteemi sisaldava süsteemi abil kirjeldada järgnevate Valem:
See valem (2.7) saadi ginaeriga ja seda nimetati selle pärast.
Väärtus on valemiga:
kus - peamise tala intensiivsus; ja - vastavalt elektroni tasu ja mass; - valguse kiirus vaakumis; - kaugus proovi vaatluspunktile.
Nagu on näidatud joonisel fig. 4 Piletite (2.2) ja (2.7) poolt arvutatud nurga intensiivsuse sõltuvus raadiuse sfääriliselt homogeense osakese jaoks langevad hästi kokku.
| Joonis fig. 4. Hajumine raadiuse sfäärilise osakesega. |
Progrigimize valemiga ginier:
Seega väljendusest (2.8) järeldub, et Mor-pildi esindamise korral koordinaatide monodisperse süsteemist on piisavalt väike, lineaarne sõltuvus, mille kallutamisnurk on Leia osakeste giotside raadius.
PolyDisperse süsteemi puhul, kui osakestel on erinevad suurused, ei ole sõltuvus lineaarne. Siiski, kuna uuringud näitavad iga osakese sordi piisava monodis- ja puudustevaheliste sekkumiste puudumist Moore'i pildile koordinaatides, saab eristada mitmeid lineaarset ala. Nende alade jagamine võib leida erinevate sortide osakeste vastava raadiusena (joonis 5).
Vaatamata ülaltoodud eelistele eelistele struktuuriteabe saamisel on Moore meetodil mitmeid olulisi vigu.
Moore'i pildi märkimisväärne moonutamine võib teha kahekordse praalimise peegeldamise (DBO), mis esineb röntgenkiirte läbimise ajal kristalliliste materjalide kaudu. DBB esinemist selgitatav diagramm on näidatud joonisel fig. 6. Laske X-ray esmakordselt langeb mosaiikkristallile, mis koosneb veidi desorienteeritud plokkidest. Kui näiteks asub plokk 1 s 0 Banggovi nurga all υ Siis peegeldab see ray s 1Milline oma teedel võib vastata ploki 2 suhtes s 1 Peegeldavas asendis, mistõttu ray peegeldab plokk 2 s 2.. Kui see on normaalne n 1 ja n 2. Mõlema ploki peegeldavad lennukid asuvad samas lennukis (näiteks joonistustasandil), siis tala s 2. langus nagu tala s 1keskses kohas P 0 Radiograafid. Block 2 peegeldab ja juhul, kui see ümber pöörab s 1nii et normaalne n 2. jätkab nurga tegemist (π / 2) - υ alates s 1kuid enam ei ole samas lennukis n 1 . Siis vabastatakse kaks korda peegeldunud raidust joonistamise tasapinnast ja liigub mööda moodustuvat koonust, mille teljel on s 1. Selle tulemusena kile keskse laigude lähedal P 0ilmub lühike vöötkood, mis on jälgi kaks korda peegeldatud.
| Joonis 6. Skeem, mis selgitab kahekordse Banggovi peegeldusi esinemist. |
PCB lööki orienteeritud risti rida P 0 P.Keskse koha ühendamine P 0 Banggovsky maksimaalselt P;nende pikkus on suurem suurem mosaiikkristalli nurk.
Vabastage DBC-st Mor Monocrystali uuringus on lihtne: see on piisav, et viimane orienteerida peamise tala suhtes, nii et ükski lennukite süsteem puudub ( hkl) Mitte peegeldavas asendis.
Polükristaalide uuringus on DBB-d peaaegu võimatu kustutada, kuna esmase kimbu peegeldavad kristallid. DBO puudub ainult kiirguse kasutamisel lainepikkusega λ > d max (dmax -selle kristalliidi suurim interplanariugus). Niisiis, näiteks, kui õpimisel vase tuleks rakendada Al k a.- kiirgus, mis kujutab endast olulisi eksperimentaalseid raskusi.
Suhteliselt suur hajumise nurkades ( ε \u003e 10 ") Moore'i ei saa DBB-efektist eraldada. Aga millal ε < 2" moore'i intensiivsus on suurusjärgus suurem kui DB intensiivsus. Eraldamine tõeline mog DBC sel juhul põhineb erineva iseloomuga režiimide või DBC alates lainepikkus kasutatud. Selleks saadakse intensiivsuse kõverad. I (ε / λ)näiteks kahe kiirguse kohta CRK Α.ja Cuk α.. Kui mõlemad kõverad langevad kokku, näitab see, et kõik hajumine on tingitud Moore'i mõjust. Kui kõverad hajuvad nii, et igas punktis ε/λ intensiivsuste suhe on konstantne, seejärel kõik hajumine on tingitud DBC-st.
Kui mõlemad tagajärjed on olemas, siis
I 1 \u003d i 1 db + i 1 DBO; I 2 \u003d i 2 db + i 2 db
B. Ya. Peen ja teised. On näidatud, et kuna see on ε 1 / λ 1 \u003d ε 2 / λ 2
I 1 mour / i 2 MUR \u003d 1ja I 1 DBO / I 2 dB \u003d K,
I 2 DBO \u003d (I 1 - I 2) ε 1 / λ 1 \u003d ε 2 / λ 2 (k - 1),
kus konstantne Etarvuta teoreetiliselt iga konkreetse juhtumi puhul.
Dbo mõju kohaselt saate määrata kristallide või ühe kristallide sees keskmised nurgad.
kus ja on moore eksperimentaalne ja parandatud intensiivsus - difraktsioonivektor, hajumisnurk, - lainepikkus; - püsiv koefitsient; - Muutuv integratsioon. Samuti tuleb märkida, et formulary saab õigustada ainult juhtudel, millega nähakse ette erinevate osakeste poolt hajutatud häiretetalade puudumine, vormide lihtsus ja hajumisosakeste vormide lihtsus (pall, ellips, plaat, plaat, koos), vastasel juhul Mitte sisaldada lineaarseid alasid ja piltide töötlemise Moore on oluliselt keeruline.
2.2. Nanokomposiidi struktuuri analüüs röntgendifraktsioonimeetodite kaupa suureks ja väikesteks nurkadeks.
Osakeste suuruse määramise kaudsete meetodite hulgas kuulub peamine koht difraktsioonimeetodile. Samal ajal on see meetod kõige lihtsam ja taskukohasem, kuna struktuuri röntgenkiirte uuring jaotatakse kõikjal ja on hästi varustatud sobivate seadmetega. Difraktsioonimeetodi abil koos faasi kompositsiooniga, kristallvõre parameetrid, staatilised ja dünaamilised aatomite dünaamilised nihked aatomite positsioonist ja mikroofreckidest võrest, saate määrata terade suuruse (kristallid).
Mõiste difraktsioonimeetodi suurus teravilja, osakeste (või siduva hajumise piirkondade) põhineb muutus kujul difraktsioon peegeldusprofiil, kui tera väheneb. Difraktsiooni arutamisel siduva hajumise all mõistetakse difraktsiooni kiirguse hajumist, mis tagab häirete tingimused. Üldiselt ei pruugi üksikute tera suurus langeda ühtse hajumise piirkonna suurusega.
Difraktsioonikatsetes viiakse struktuursete defektide uurimine läbi polüformstaalse või pulbri difraktsioonimõistmise laiendamisega. Kuid selle meetodi praktilise rakendamisega, laius difraktsioonide peegelduste laius suurusega roheliste (osakeste) ja samale ainele nano-laagrites sageli võrrelda tera suuruse määramise määramiseks. Selline laiendamise määratlus ja keskmine osakeste suuruse hilisem hindamine ei ole alati õige ja võib anda väga suur (mitusada protsenti) viga. Fakt on see, et laiendamine tuleks määrata võrreldes rasvata suurte kristallide difraktsioonide peegelduste suhtes. Tõepoolest tähendab see, et difraktsioonide peegelduste mõõdetud laius järgneb tööriista laius, st difraktomeetri eraldusvõime funktsiooni laiusega, eelnevalt erilise difraktsioonikatsetusega. Lisaks täpne määratlus difraktsioon peegeldus laius on võimalik ainult teoreetilise vähendamise vormi eksperimentaalse peegeldus. Lisaks väikestele kristallidele on väga oluline, et teised kristallide füüsilised põhjused difraktsioonide peegelduste laiendamiseks. Seetõttu on oluline mitte ainult määrata laiendamise summa, vaid ka selle panuse eraldamise määramiseks väikeste osakeste suuruse tõttu.
Kuna osakeste suuruse määramise difraktsioonimeetod on kõige levinum ja taskukohasem, kaaluge selle rakenduse omadusi üksikasjalikumalt.
Difraktsiooniliini laius võib sõltuda mitmel põhjusel. Nende hulka kuuluvad väikesed kristallide suurused, mitmesuguste defektide olemasolu, samuti proovide heterogeensus keemilises koostises. Mikroeformatsioonide ja kaootiliste hajutatud dislansi tõttu laienemine sõltub peegeldusjärjestusest ja proportsionaalselt TG υ. Neegrogeensuse Δ põhjustatud laiendamise kogus h.; (või ΔU), proportsionaalne (sin 2 υ) / cos υ. Nanokristalliliste ainete puhul on kõige huvitavam laiendamine seotud kristallide väikese suurusega D< 150 нм), причем в этом случае величина уширения пропорциональна seс υ. Рассмотрим вывод выражения, учитывающего уширение дифракционного отражения, обусловленное конечным размером частиц поликристаллического вещества.
Las olla
Tutvustame hajumise vektorit S \u003d 2Sin υ / λ, kus λ on kiirguse lainepikkus. Matemaatiliselt selle diferentsiaal (või ebakindlus füüsilisest vaatepunktist, sest lõplikus kristallis muutub laine vektoriks halb kvantnumber)
ds \u003d (2.12)
Sellisel juhul on väärtus D (3) lahutamatu laius difraktsioonide peegeldus (joon), väljendatuna nurkades 2υ ja mõõdetuna radiaanides. Integreeritud laius on määratletud kui liini lahutamatu intensiivsus, mis on jagatud selle kõrgusega ja ei sõltu difraktsiooniliini kujul. See võimaldab lahutamatu laiuse analüüsida difraktsiooni röntgenkiirte, sünkrotroni või neutronograafilise eksperimendi, mis on valmistatud erinevates seadmetes erineva difraktomeetri eraldusvõimega ja erinevates nurkades.
DS Hajumise vektori ebakindlus pöördvõrdeline on proportsionaalne ühtsete hajutavate lennukite mahuga keskmistatud
kus d.(2) - difraktsiooniliini lahutamatu laius. Praktikas ei ole see sageli integreeritud laius, vaid difraktsiooniliini täielik laius FHM-i kõrgus (täislaius pool maksimaalselt). Line ja FWHM lahutamatu laiuse vaheline suhe sõltub eksperimentaalse difraktsiooniliini vormis ja igas konkreetsel juhul tuleks kindlaks määrata konkreetselt. Rida kujul ristküliku ja kolmnurga kujul on lahutamatu rea laius täpselt võrdne FWHM-ga. Lorentzi ja Gauss funktsioonide puhul kirjeldatakse ühendust väljenditega: d.(2) l ≈ 1,6 ∙ fwhm l (2) ja d.(2) G ≈ 1,1 ∙ FWHM g (2) ja allpool kirjeldatud foigti pseudo-funktsiooni puhul, mida arutatakse allpool, on see suhe keerulisem ja sõltub Gauss ja Lorentzi panuse suhe. Väikeste nurkade difraktsiooniliinide puhul võib lahutamatu laiendamise ja fWhmi vahelist suhet võrdne D-ga (2) ≈ 1,47 ∙ FWHM (2); Seda suhet asendades (2.13), saame Debye valemile:
Üldiselt, kui aine osakestel on meelevaldne kuju, võib keskmine osakeste suurus leida vastavalt Debye Sherryra valemile:
kus on Sherryra konstant, mille väärtus sõltub osakeste (kristalliidi, domeeni) ja indeksite kujul ( hkl) difraktsioon peegeldus.
Tõelisel eksperimendis difraktomeetri lõpliku loa tõttu on rida purunenud ja ei saa olla väiksem kui tööriista liini laius. Teisisõnu, valemis (2.15), ei ole vaja kasutada FWHM-i (SCHM) peegeldust, kuid selle laiendamist β võrreldes instrumentaallaiusega. Seetõttu difraktsioonikatses, keskmine osakeste suurus määratakse Warreni meetodil:
kui difraktsiooni peegeldus. Märka seda .
FWHM r kõrgus või difraktomeetri instrumentaallaiuse kogu laius saab mõõta hästi kuuma ja täiesti homogeense ainega (pulbrina) osakestega 1-10 um. Teisisõnu, võrdlusstandardi puhul on vaja kajastada ilma täiendavate, välja arvatud instrumentaalsete, ahelateta. Kui difraktomeetri loa andmise funktsiooni on kirjeldanud Gaussi funktsiooni, on a υ r oma teine \u200b\u200bhetk, siis fwhm r \u003d 2.3555
Difraktsioonipuud on kirjeldanud Gaussi funktsioone. g (υ) Ja Lorentz l (υ):
, (2.17)
või nende superpositsiooni V. l.() + (1-C) G () - foigt pseudo-funktsioon:
kui LORENTZi funktsiooni suhteline panus on üldises peegelduses; Lorentz ja Gauss jaotusparameetrid; A - kordaja kordaja.
Kaaluge Gaussi ja Lorentzi jaotuste omadusi, mis on vajalikud allpool. Gaussi levitamiseks on parameeter funktsiooni teine \u200b\u200bhetk. Teine punkt, väljendatuna nurkades, on seotud täieliku laiusega poole kõrgus, mõõdetuna nurkades 2, tuntud suhe () \u003d fwhm (2) / (2 · 2,355). See suhe on kerge saada otse Gauss'i jaotusest. Joonisel fig. 6 A näitab funktsiooni kirjeldatud Gauss'i jaotust
kus - GAUSS-funktsiooni teine \u200b\u200bhetk, s.o väärtus, mis vastab funktsiooni pöörlemispunktile, millal. Leiame väärtus, milles funktsioon (2.20) võtab väärtuse võrdne poole oma kõrgusest. Sel juhul ja kus. Nagu näha joonisel 6 A, täislaius Gauss funktsiooni poole kõrgus on võrdne.
Lorentzi levitamiseks langeb parameeter selle funktsiooni poolkõrguse poolel. Olgu Lorentz funktsioon,
võtab väärtuse võrdne poole kõrgusega, st (joonis 6 b). Selle funktsiooni väärtuse vastava argumendi väärtus leiame võrrandi
kus ja sel viisil, tõepoolest Lorentzi funktsiooni jaoks. Lorentzi funktsiooni teine \u200b\u200bhetk, st funktsiooni vastava argumendi väärtust, mis vastab funktsiooni pöörlemispunktile. Arvutus näitab, et Lorentzi funktsiooni teine \u200b\u200bhetk on võrdne.
Faigti pseudo-funktsioon (2.19) annab parima Gaussi ja Lorentzi funktsioonidega võrreldes eksperimentaalse difraktsiooni peegeldamise kirjelduse.
Selle kaalumisel esitatakse difraktomeetri resolutsiooni funktsioon fiogta pseudofunktsioonina; Salvestamise lihtsustamiseks võtame selle (2.19) a \u003d 1. Siis
Kuna luba funktsioon on Lorentzi ja Gauss funktsioonide superpositsioon, siis nullilõppes võib selle laius olla väljend
Kui siis. Lase mõnda tõhusat funktsiooni Gauss, mille pindala kattub FOIGT-i pseudofunktsioonidega, laiusega võrdne, siis sellise funktsiooni teine \u200b\u200bhetk. Seega on FOIGTi loata ja Gauss efektiivne funktsioon võrdne poollaiusega. See võimaldab nulli ligikaudselt asendada funktsiooni (2.22) funktsiooni abil
kui seda ette nägi.
Eksperimentaalne funktsioon, mis kirjeldab meelevaldse difraktsiooni peegeldust, on jaotusfunktsiooni ja eraldusvõime funktsiooni konvolutsioon (2.24), st
Alates (2.25) On selge, et teise hetk eksperimentaalse funktsiooni. (2.26)
Difraktsioonide peegeldus laiendamine väljendatakse peegeldus täislaiuse kaudu poole kõrguse poolest. Kui teine \u200b\u200bhetki ja kogu laius on väljendatud samas üksuses (kõik nurkades või kõigis nurkades 2), siis peegeldus laiendamine ( hKL) võrdselt
Nagu juba märgitud, laieneb väikeste roheliste, deformatsioonide ja neugrogeensuse väikese suurusega, võrdeliselt sek, TG ja (SIN) 2 / CO-ga, seega erineva nurga sõltuvuse tõttu võib jagada kolme erinevat tüüpi laiendamist. Tuleb meeles pidada, et suurusega hajumispiirkondade suurus, mis on määratud mõõtmete laiendamisest, võivad vastata üksikute osakeste (kristallide) suurusele, kuid see võib kajastada ka susroof struktuuri ja iseloomustada keskmine vahemaa pakendi defektide või Efektiivne suurus mosaiikplokkide jne Lisaks tuleb meeles pidada, et vorm difraktsioon peegeldus sõltub mitte ainult suurusest, vaid ka kuju nanoosakeste. Mittefaasiliste nanomaterjalide puhul võib täheldatud difraktsiooniliinide kuju märgatav moonutamine olla mitme faasi difraktsioonide peegelduste superpositsioon tagajärg.
Kaaluda, kuidas mitmesuguste erinevate tegurite tõttu laiendamist jagada ZR C - NB C-süsteemi nanostruktuurse karbiidi tahkete lahuste näitel. Kui nende tahkete lahuste röntgenkiirte uurimine leiti, et difraktsioon peegeldusi radiograafia Proovid (ZRC) 0,46 (NBC) 0,54 tugevalt hävitatud. On teada, et nendel tahketel lahendustel on kalduvus tahkes olekus laguneda, aga röntgeniandmetega olid proovid ühefaasilised. Et määrata põhjused, miks peegelduste laiendamise põhjused (negrogeensus, väike suurus tera või deformatsioon) viidi läbi kvantitatiivne analüüs difraktsioon peegeldusprofiili kasutades pseudo-funktsiooni FIGT (2.19). Analüüs näitas, et kõigi difraktsioonide peegelduste laius ületab märkimisväärselt difraktomeetri loataotluse laiust.
Kuubijakristallvõrkudes on kristallide mõõtmed ühe tellimuse mõõtmed kolmes risti suunas. Sel juhul kristallide kuupmeetri sümmeetriateguriga mõtteid erinevate kristallograafiliste indeksitega Miller (HKL)kuuplane kristallvõrgu saab arvutada valemiga
Deformatsioonimoonutused ja nende poolt inhomogeensed aatomite inhomogeensed nihked võrgustõlkedest võib esineda dislokituste kaootilise paigutusega proovi mahus. Sellisel juhul määratakse aatomite kompensatsioon iga dislokatsiooni ümberpaigutamise ülevõtmise teel, mida võib pidada kohalikuks muutusteks interplanaride vahemaades. Teisisõnu, planeerijate vaheline kaugus muutub pidevalt (D 0 -δd)enne (D 0 + Δd) (d 0.ja Δd.- interplanari vahemaa ideaalses kristallis ja suuruselt teine \u200b\u200bvahemaa vaheline muutus lennukite vahel (HKL)mahus V.kristallidena). Sel juhul suurusjärgus ε = Δd / d 0võrgustik on mikrokiire deformatsioon, mis iseloomustab kogus keskmistatud kristallide väärtuse homogeense deformatsiooni väärtuse. Difraktsiooni maksimaalsete kristallide piirkondadelt muutunud interphaspi kaugus esineb nurga all , mõnevõrra erinev ideaalse kristalli nurga alt ja selle tulemusena on peegeldus laiendamine. Võrega seotud joone laiendamise valem on lihtne saada Wolfe Breggi võrrandi inductoring:; Laulmise liin üks viis maksimaalselt rida, mis vastab interplani kaugus d,kui vahetate interplanari kaugust + Δd. Võrdselt, sisselülitamisel - (joonis 6 A), resolutsioon X-ray difraktomeetri määrati spetsiaalsetes katsetes hezhered jämedate ühendid, mis ei ole homogeensust (suur suurus tera, puudumine deformatsiooni puudumine Peegeldamise laiendamiseks välistati proovide koostise ja proovide koostise homogeensus): kuuskantkarbide monokristaalne räni 6H-SIC ja stöhhiomeetriline volframkarbiid WS. Leitud väärtuste võrdlemine; B - Proovi difraktsioonimõõdude eksperimentaalse laiendamise sõltuvus (ZRC) 0,46 (NBC) 0,54
Guinier A., \u200b\u200bFournet G. röntgenkiirte väikese nurga hajutamine. New York-London: J. Wiley ja pojad. Chapman ja Hall Ltd. 1955.
Ignatnko P. I., Ivanitsyn N. P. Real Cradegenograafia. - Donetsk: DGU, 2000. - 328 lk.
Rusakov, A. A. A. Metallide RateGenograafia - m.: Atomizdat, 1977. - 479 lk.
GUSEV A.I. Nanomaterjalid, nanostruktuurid, nanotehnoloogia. - M.: FIZMATLIT, 2005. - 416 P.
Pühendatud X-raydifraktsiooni avastamise 100. aastapäevale
Reverse X-ray hajumine (difraktsioon nurgas Bragg I / 2)
© 2012 V. V. Leader
Kristallograafia Instituut RAS, Moskva e-post: [E-posti kaitstud] Saadud 29.09.2011
Võimalused kasutada vastupidine hajumine röntgenkiirte X-ray optika ja metroloogia, samuti struktuurilise iseloomustamise kristalliliste esemete erineva täiuslikkuse.
Sissejuhatus
1. Reverse Scattering'i X-kiirte funktsioonid
2. Eksperimentaalne vastupidine hajutamine
3. Kõrge lahendamine X-ray optika põhineb tagurpidi hajumine
3.1. Monokromatorid
3.2. Analüsaatorid
3.3. Kristallõõnsus
3.3.1. Kristallõõnde siduva tala moodustumise jaoks
3.3.2. Kristallõõnde aja-otsustava eksperimentide jaoks
3.3.3. Kristallõõnde X-ray laser jaoks tasuta elektronidel
3.3.4. Fabry-Pen X-ray resonaator
3.3.4.1. Resonatori teooria
3.3.4.2. Müügiresonaator
3.3.4.3. Resonaatori kasutamise võimalused
4. Monokromatooriumide materjalid ja kristalsed peeglid
5. Kristallide struktuurse iseloomustamise vastupidise hajumise kasutamine
5.1. Y-kiirgusallikate kristallvõre ja lainepikkuste parameetrite täpsus määratlus
5.2. Kasutades või uurimiseks ebatäiuslike (mosaiik) kristallide
Järeldus
Sissejuhatus
X-ray hajumise dünaamilisest teooriast (RL) on teada, et RL-i difraktsiooni peegelduskõvera (KDO) laius täiuslikust kristallidest pärineb valemiga
y \u003d 2C |% H | / Y1 / 281p20. (üks)
Siin 0 on Braggi nurk,% LG on kristallide polarisatsioonikomponendi reaalne osa, polarisatsioonifaktori C \u003d 1 reaalne osa laine välja komponendi komponendile, mis on hajumistasandiga risti polariseeritud (st-polarisatsioon) ) ja c \u003d EO820 selle tasapinnaga polariseeritud komponendi jaoks (polarisatsioon); L \u003d y (/ ya - praalimine peegeldus asümmeetria koefitsient, y; yew - juhend intsidentide ja difrakteeritud lülitid vastavalt (Y \u003d 8T (0 - φ), Y \u003d \u003d (0 + f), f nurk Kalda peegeldavate lennukite pinnale kristallide, mis võib olla nii positiivne ja negatiivne; geomeetria Bragg | f |< 0, а в случае Лауэ |ф| > 0).
Kuna KHG ^ 10-5 esineb RL difraktsiooni väga kitsas nurga intervalliga, mis ei ületa mitut nurki sekundit. See asjaolu, samuti asümmeetriate koefitsiendi QDO laiuse sõltuvus, kasutatakse laialdaselt mitmikkomponentsete röntgen-optiliste süsteemide loomiseks röntgenkiirte moodustamiseks (kasutades nii laboratoorse kiirguse allikate ja sünkrotroni kiirguse (SI) abil) kindlaksmääratud parameetritega. Üks peamisi parameetreid on tala spektraalne eraldamine. Teadaolevad monokromatorite multikultuursed diagrammid, kasutades paralleelset difraktsiooni geomeetriat vähemalt kahte optilist elementi ja pakkudes ribalaiust, mis on võrdne mitme millieli-tonnivoltidega. Selline kõrge monokromaatilise tala aste on vajalik näiteks katsete läbiviimiseks inlaneeritud ja tuumaresonantsi hajumise kohta. Saadud difraktsiooni difraktsiooni difraktsioonipäriskeem toob siiski märkimisväärselt röntgenkiirguse intensiivsuse vähenemise monokromatori väljundile, mis võib valmistada välja katse läbiviimist.
Pöörde hajumise (või) vaatas esmakordselt läbi dünaamilise teooria seisukohast
Joonis fig. 1. Dormand diagramm piirkonna 0 "P / 2; - kristalli algne nurk.
difracts RL täiuslikus kristallkoore ja Mattushita 1972. aastal. Kaks märgitud töö huvitavad funktsioonid Või: kui õrnalt nurk läheneb 90 °, on kristallspektri bänd järsult vähenenud, samas kui selle KDO suurendab järsult. Seega oli võimalik luua röntgenkiirte kõrge energia resolutsioon või optilise optika põhjal. 80ndatel. Seal oli terav huvi huvi sisse või. Tulevikus oli suur hulk väljaandeid RL-i tagurpidi hajutamise kohta kõrge eraldusvõimega, metroloogia, samuti erinevate kristalliliste objektide struktuurilise iseloomustamiseks. Töö teooria või Fabry-pen resonaatorite, eksperimentaalne kasutamine Monokromatooriumid ja sfäärilised analüsaatorid, täpsuse määramine parameetrite kristallvõre ja lainepikkuste mitmete allikate Y-kiirguse loetakse raamatus Yu.v. Shoutyko ja tema väitekirja. Kristallide lähedase pindala uuringud, kasutades alaliste röntgenlainete (SRV) meetodit DP-ga või kombineerituna Woodruff ülevaates.
Käesoleva töö eesmärk on kirjeldada erinevaid võimalusi RL vastupidise hajumise kasutamisel, mis põhineb nii väljaannetel kui ka pärast 2004. aastat
1. Reverse Scattering'i X-kiirte funktsioonid
Võttes arvesse Wulfa-Braggi võrrandi rekordi refraktsiooni "traditsioonilise" vormi refraktsiooni (k \u003d 2DSIIN0, kus - RL-i lainepikkus, D - kristallide interplanari kaugus) muutub
k (1 + W) \u003d 2D sin 0, (2)
kus W \u003d x0R (d / k) 2 (1 + 1 / b) (X0R on negatiivne väärtus).
Kaks parameetrit iseloomustavad röntgen-tüüpi kristalne element - energia (spektraalne) eraldusvõime (AE) K / E ja väljasuremise pikkus L:
(AE) K / E \u003d W CTG E \u003d C | XJ / B1 / 2SIN2E, (3)
L \u003d minu / te) 1/2 / lxj. (neli)
Sest või E "p / 2, seetõttu" 1, b "1, (y / ye) 1/2 ~ COSF. Siis (2) - (4) vaatab:
X (1 + W) "2D (1 - S2 / 2), (5)
(AE) k / e "s, (6)
kus poolenurk langevate ja difrakteeritud röntgenkiirte vahel: B \u003d
Kombineerides (6) ja (7) ja uskudes, et X "2D, saame:
(AE) k / e "d / pl \u003d 1 / nnd, (8)
kui nd on mitmeid peegeldavaid lennukeid, "virnastatud" väljasuremispikkuses.
Seega on energia resolutsioon vastupidi proportsionaalne peegeldavatele peegeldavatele tasanditele, mis moodustavad difraktsioonimustri. Kuna deformatsiooni gradiendi kristallide olemasolu toob kaasa väljasuremispikkuse vähenemise, siis saab energia eraldusvõime kõrvalekaldumise suurust selle lauale (teoreetilist) väärtust hinnata kristallide ebatäiusliku taseme järgi.
Energia suurendamisega suureneb väljasuremispikkus ja selle tulemusena väheneb energia eraldusvõime. E "14 Kev jaoks on väljasuremispikkus 10-100 mikronit, seetõttu (AE) k / e" 10-6-10-7, mis vastab (AE) kuni "1-10 MEV-le (tabel 1).
Vastuvõtunurga väljend (CADO laius) võib saada kasutades (5), (6) ja joonis fig. Üks:
Y \u003d 2 (LXHRL) 1/2. (üheksa)
(Range tühistamine (9) põhineb dünaamilisel RL hajumise teooria võib leida).
RL Refleksi (620) refleksi (620) vastupidise hajumise eksperimentaalses jälgimisel oli BIO mõõdetud laius 35 nurka. Min, mis on umbes 3 suurusjärku suurem kui väärtus y / e< < п/2. Формулы (6), (9) справедливы при отклонении угла Брэгга от 90° на величину, не превышающую (2|xJ)1/2 или даже (|Xhrl)1/2 , т.е. равную сотым долям градуса.
2. Eksperimentaalne vastupidine hajutamine
Väike nurga kaugus esmaste ja difraktsioonitaimede vahel loob viimase registreerimise probleemi, kuna selle trajektoori
Analüsaator (a) 81 ^ 13 13) detektor
DualCrystal Remochromator 81 (111)
Monochromator 81 (13 13 13)
Monokromatori ionisatsiooniproov (g) kaamera
Tahkes olekus
detektori detektor
Joonis fig. 2. Kavasid eksperimentaalsete jaamade uurimiseks või (A, B, G), määrates parameeter GE (B) ja Safiir Lattice (E), uurides laineväli SRV või (E) seisundis, kasutades erinevaid registreerida või; B: 1 - fleliokromator, 2 - lame raami deflektor, 2 - pluusimatu deflektor, 3 - termostaatiline proov, 4 - detektor; D: m - programchromator, e-fo57 foolium, läbipaistev ajatu detektor; E: 1 - Programmiprogramm, 2 - esimene kristalliline reflektor, 3 - teine \u200b\u200b(termostaatitav) reflektor, mis on samaaegselt analüsaator ja CCD detektor, 4 - kile, 5-detektor. Selguse, esmase ja hajutatud kimpude jaoks eraldatakse (d).
see võib olla kaetud röntgenkiirte allikaga (esialgne monokromas-põleti) või detektori allikaga. Probleemi lahendamiseks on mitmeid viise.
Esimene koosneb katsekava sõlmede vahelise vahemaa suurendamisest (näiteks optilise elemendi vahel, \\ t
rL Reverse hajumine ja detektor). Üks Euroopa Synchrotroni keskuse (ESRF) sarnaseid jaamadest on kirjeldatud. Tänu suurele vahemaale esialgse monokromatori 81 (111) ja monokrow-mator vahel saadi 81 (13 13 13) (joonis fig 2a) E \u003d 25,7 KEV. Braggi nurk on 89,98 ° nurk.
<111> ■■-
Joonis fig. 3. Monobloki monohromati kiirte käigus.
Kui vahemaa monohromati õlgade vahel
197 mm, refleksi 81 (777) ja E \u003d 13,84 kV puhul on Bragg marginaalne nurk 89,9 °.
Laboratoorsete eksperimentaalsete seadmete puhul on optiliste elementide vahelise vahemaa suurenemine sageli seotud raskustega. Seetõttu on teine \u200b\u200bvõimalus realiseerida RL-i tagurpidi hajutamist "lahjendatakse" primaar- ja difraktsioonitaimed. Vasakul riisil. 2B on katse diagramm, et määrata kindlaks Saksamaa võre parameeter. Siin deflektor 2, mis on õhukese korter-paralleelse kristallplaat, peegeldab eel-monokromaatilist röntgenkiirte kimbu proovi 3, kuid 2E\u003e Yudef (Yidef - vastuvõtva nurk deflektori) selgub läbipaistev difrakteeritud tala. Samal ajal detektori 4 jaoks nurkade vahemikus 2e< юдеф является "мертвой зоной". Для того чтобы рассеянные РЛ регистрировались детектором при е = 0, в предложено использовать в качестве дефлектора клиновидный кристалл 2 (правая часть рис. 2б). Тогда из-за поправки на рефракцию РЛ брэгговские углы для разных сторон дефлектора (который в данной схеме может служить также анализатором), согласно (2),
Blagov A.E., Kovalchuk M.V., Kon v.g., Pisarevsky Yu.v., Proskov P.A. - 2010
Irzhak D. V., RoshObupkin D. V., Snigrev A. A., Svygirev I. I. - 2011
Blagov A.E., Kovalchuk M.v., Kon V.g., Muhamedzhanov E.H., Pisarevsky Yu.v., Proskov P.A. - 2011
