რენტგენის სხივების გაფანტვა მცირე კუთხით. მცირე კუთხის რენტგენის გაფანტვა. რთული რიცხვების გეომეტრიული ინტერპრეტაცია
ატომის სტრუქტურის შესახებ მრავალი ვარაუდისგან განსხვავებით, რომელიც იმ დროს იყო გავრცელებული, ტომსონის მოდელი ეფუძნებოდა ფიზიკურ ფაქტებს, რომლებიც არა მხოლოდ ამართლებდნენ მოდელს, არამედ აძლევდნენ გარკვეულ მითითებებს ატომში სხეულების რაოდენობაზე. პირველი ასეთი ფაქტი გაფანტულია რენტგენი, ან, როგორც ტომსონმა თქვა, მეორადი რენტგენის გამოჩენა. ტომსონი რენტგენის სხივებს ელექტრომაგნიტურ პულსაციად განიხილავს. როდესაც ასეთი პულსაციები ეცემა ელექტრონების შემცველ ატომებს, მაშინ ელექტრონები შემოდიან დაჩქარებული მოძრაობა, ასხივებს ლარმორის ფორმულით აღწერილი. ერთეულ მოცულობაში მდებარე ელექტრონების მიერ დროის ერთეულზე გამოსხივებული ენერგიის რაოდენობა იქნება
სადაც N არის ელექტრონების (კორპუსკულების) რაოდენობა მოცულობის ერთეულზე. მეორეს მხრივ, ელექტრონის აჩქარება
სადაც E p არის პირველადი გამოსხივების ველის სიძლიერე. შესაბამისად, გაფანტული გამოსხივების ინტენსივობა
ვინაიდან ინციდენტის გამოსხივების ინტენსივობა პოინტინგის თეორემის მიხედვით უდრის
შემდეგ გაფანტული ენერგიის შეფარდება პირველადთან
ჩარლზ გლოვერ ბარკლა, რომელმაც მიიღო ნობელის პრემია 1917 წელს დამახასიათებელი რენტგენის აღმოჩენისთვის, იყო 1899-1902 წლებში. ტომსონთან კემბრიჯში „კვლევის სტუდენტად“ (ასპირანტი) და აქვე დაინტერესდა რენტგენით. 1902 წელს ის იყო ლივერპულის საუნივერსიტეტო კოლეჯის მასწავლებელი და აქ 1904 წელს მეორადი რენტგენის გამოსხივების შესწავლისას აღმოაჩინა მისი პოლარიზაცია, რომელიც საკმაოდ შეესაბამებოდა ტომსონის თეორიულ პროგნოზებს. 1906 წლის ბოლო ექსპერიმენტში ბარკლამ გამოიწვია პირველადი სხივის გაფანტვა ნახშირბადის ატომებით. მიმოფანტული სხივი დაეცა პირველადი სხივის პერპენდიკულარულად და კვლავ მიმოფანტული იყო ნახშირბადით. ეს მესამეული სხივი მთლიანად პოლარიზებული იყო.
სინათლის ატომებიდან რენტგენის სხივების გაფანტვის შესწავლისას, ბარკლამ 1904 წელს აღმოაჩინა, რომ მეორადი სხივების ბუნება იგივე იყო, რაც პირველადი. მეორადი გამოსხივების ინტენსივობის პირველადი თანაფარდობისთვის მან აღმოაჩინა მნიშვნელობა პირველადი გამოსხივებისგან დამოუკიდებელი და ნივთიერების სიმკვრივის პროპორციული:
ტომსონის ფორმულიდან
მაგრამ სიმკვრივე = n A/L, სადაც A არის ატომის ატომური წონა, n არის ატომების რაოდენობა 1 სმ 3, L არის ავოგადროს ნომერი. აქედან გამომდინარე,
თუ Z-ის ტოლ ატომში კორპუსკულების რაოდენობას ჩავსვამთ, მაშინ N = nZ და
თუ ამ გამონათქვამის მარჯვენა მხარეს e, m, L-ის მნიშვნელობებს ჩავანაცვლებთ, ვიპოვით K. 1906 წელს, როდესაც რიცხვები e და m ზუსტად არ იყო ცნობილი, ტომსონმა ბარკლის გაზომვებიდან აღმოაჩინა ჰაერი. Z = A, ანუ ატომში სხეულების რაოდენობა ტოლია ატომური წონის. ბარკლის მიერ 1904 წელს მსუბუქი ატომებისთვის მიღებული K-ის მნიშვნელობა იყო K = 0.2. მაგრამ 1911 წელს ბარკლამ, Bucherer-ის განახლებული მონაცემების გამოყენებით e/m-ისთვის, მიიღო e და L-ის მნიშვნელობები. რეზერფორდიდა გეიგერი, მიღებული K = 0.4, და, შესაბამისად, Z = 1/2. როგორც ცოტა მოგვიანებით გაირკვა, ეს ურთიერთობა კარგად არის დაცული მსუბუქი ბირთვების რეგიონში (წყალბადის გარდა).
ტომსონის თეორია დაეხმარა მრავალი საკითხის გაგებას, მაგრამ ასევე უფრო დიდი რაოდენობაგადაუჭრელი დატოვა კითხვები. ამ მოდელს გადამწყვეტი დარტყმა მიაყენა რეზერფორდის ექსპერიმენტებმა 1911 წელს, რომელიც მოგვიანებით იქნება განხილული.
ატომის მსგავსი რგოლის მოდელი შემოგვთავაზა 1903 წელს იაპონელმა ფიზიკოსმა ნაგაოკა.მან ივარაუდა, რომ ატომის ცენტრში არის დადებითი მუხტი, რომლის ირგვლივ ბრუნავს ელექტრონების რგოლები, როგორც სატურნის რგოლები. მან მოახერხა ელექტრონების მიერ შესრულებული რხევების პერიოდების გამოთვლა მათ ორბიტებში მცირე გადაადგილებით. ამ გზით მიღებული სიხშირეები მეტ-ნაკლებად დაახლოებით აღწერდნენ ზოგიერთი ელემენტის სპექტრულ ხაზებს *.
* (აქვე უნდა აღინიშნოს, რომ ატომის პლანეტარული მოდელი შემოთავაზებული იქნა 1901 წელს. ჯ.პერინი.მან ეს მცდელობა ახსენა თავის ნობელის ლექციაში, რომელიც წაიკითხა 1926 წლის 11 დეკემბერს.)
1905 წლის 25 სექტემბერს გერმანელ ნატურალისტთა და ექიმთა 77-ე კონგრესზე ვ.ვიენმა მოხსენება გააკეთა ელექტრონების შესახებ. ამ მოხსენებაში, სხვათა შორის, მან თქვა შემდეგი: ”სპექტრული ხაზების ახსნა ასევე დიდ სირთულეს უქმნის ელექტრონულ თეორიას, რადგან თითოეული ელემენტი შეესაბამება სპექტრული ხაზების გარკვეულ დაჯგუფებას, რომელსაც იგი ასხივებს ლუმინესცენციის მდგომარეობაში. ატომი უნდა წარმოადგენდეს უცვლელ სისტემას. უმარტივესი გზა იქნება ატომის წარმოდგენა, როგორც დადებითად დამუხტული ცენტრისგან, რომლის გარშემოც ბრუნავენ უარყოფითი ელექტრონები, როგორც პლანეტები მაშასადამე, ჩვენ იძულებულნი ვართ მივმართოთ სისტემას, რომელშიც ელექტრონები განლაგებულია შედარებითი სიჩქარით - კონცეფცია, რომელიც შეიცავს უამრავ საეჭვო რამეს.
ეს ეჭვები კიდევ უფრო გაიზარდა, როდესაც აღმოაჩინეს რადიაციისა და ატომების ახალი იდუმალი თვისებები.
ზე მუშაობა მაღალ ძაბვაზეროგორც რენტგენოგრაფია ჩვეულებრივ ძაბვაზე, აუცილებელია გამოიყენოს გაფანტული რენტგენის გამოსხივების წინააღმდეგ ბრძოლის ყველა ცნობილი მეთოდი.
რაოდენობა მიმოფანტული რენტგენიმცირდება დასხივების ველის შემცირებით, რაც მიიღწევა სამუშაო რენტგენის სხივის დიამეტრის შეზღუდვით. დასხივების ველის შემცირებით, თავის მხრივ, უმჯობესდება რენტგენის გამოსახულების გარჩევადობა, ანუ მცირდება თვალის მიერ აღმოჩენილი დეტალის მინიმალური ზომა. სამუშაო რენტგენის სხივის დიამეტრის შესაზღუდად, შესაცვლელი დიაფრაგმები ან მილები ჯერ კიდევ შორს არის საკმარისად გამოყენებისგან.
თანხის შესამცირებლად მიმოფანტული რენტგენიშეკუმშვა უნდა იქნას გამოყენებული სადაც ეს შესაძლებელია. შეკუმშვის დროს მცირდება შესასწავლი ობიექტის სისქე და, რა თქმა უნდა, ნაკლებია გაფანტული რენტგენის გამოსხივების წარმოქმნის ცენტრები. შეკუმშვისთვის გამოიყენება სპეციალური შეკუმშვის ღვედები, რომლებიც შედის რენტგენის დიაგნოსტიკის აღჭურვილობაში, მაგრამ არ გამოიყენება საკმარისად ხშირად.
გაფანტული გამოსხივების რაოდენობამცირდება რენტგენის მილსა და ფილას შორის მანძილის გაზრდით. ამ მანძილისა და შესაბამისი დიაფრაგმის გაზრდით, მიიღება რენტგენის სხივების ნაკლებად განსხვავებული სამუშაო სხივი. რენტგენის მილსა და ფილას შორის მანძილი იზრდება, აუცილებელია დასხივების ველის შემცირება მინიმალურ შესაძლო ზომამდე. ამ შემთხვევაში შესასწავლი ტერიტორია არ უნდა იყოს „მოწყვეტილი“.
ამ მიზნით, ბოლო დროს დიზაინებირენტგენის სადიაგნოსტიკო მოწყობილობას აქვს პირამიდული მილი მსუბუქი ცენტრალიზატორით. მისი დახმარებით შესაძლებელია არა მხოლოდ გადაღებული არეალის შეზღუდვა რენტგენის გამოსახულების ხარისხის გასაუმჯობესებლად, არამედ ადამიანის სხეულის იმ ნაწილების არასაჭირო დასხივების აღმოფხვრა, რომლებიც არ ექვემდებარება რენტგენოგრაფიას.
თანხის შესამცირებლად მიმოფანტული რენტგენიშესამოწმებელი ობიექტის ნაწილი მაქსიმალურად ახლოს უნდა იყოს რენტგენის ფილასთან. ეს არ ეხება პირდაპირ გამადიდებელ რენტგენოგრაფიას. რენტგენოგრაფიაში გამოსახულების პირდაპირი გადიდებით, გაფანტული დაკვირვება პრაქტიკულად არ აღწევს რენტგენის ფილას.
ქვიშის ტომრები გამოიყენება ფიქსაციაშესასწავლი ობიექტი უნდა განთავსდეს კასეტადან უფრო შორს, რადგან ქვიშა კარგი საშუალებაა გაფანტული რენტგენის გამოსხივების ფორმირებისთვის.
რენტგენოგრაფიითმაგიდაზე დამზადებული სკრინინგის ბადის გამოყენების გარეშე, კასეტის ან კონვერტის ქვეშ უნდა განთავსდეს მაქსიმალური ზომის ტყვიისფერი რეზინის ფურცელი.
შთანთქმისთვის მიმოფანტული რენტგენიგამოიყენება სკრინინგის რენტგენის ბადეები, რომლებიც შთანთქავენ ამ სხივებს ადამიანის ორგანიზმიდან გამოსვლისას.
ტექნოლოგიის დაუფლება რენტგენის წარმოებარენტგენის მილზე გაზრდილი ძაბვის დროს, ეს არის ზუსტად ის გზა, რომელიც გვაახლოებს იდეალურ რენტგენის გამოსახულებასთან, ანუ ისეთ სურათთან, რომელშიც ძვალი და რბილი ქსოვილი აშკარად ჩანს დეტალურად.
EX = EX0 cos(wt – k0 z + j0) EY = EY0 cos(wt – k0 z + j0)
BX = BX0 cos(wt – k0 z + j0) BY = BY0 cos(wt – k0 z + j0)
სადაც t არის დრო, w არის ელექტრომაგნიტური გამოსხივების სიხშირე, k0 არის ტალღის რიცხვი, j0 არის საწყისი ფაზა. ტალღის რიცხვი არის ტალღის ვექტორის მოდული და უკუპროპორციულია ტალღის სიგრძის k0 = 2π/ლ. საწყისი ფაზის რიცხვითი მნიშვნელობა დამოკიდებულია საწყისი დროის t0=0 არჩევანზე. სიდიდეები EX0, EY0, BX0, BY0 არის ტალღის ელექტრული და მაგნიტური ველების შესაბამისი კომპონენტების (3.16) ამპლიტუდები.
ამრიგად, თვითმფრინავის ელექტრომაგნიტური ტალღის ყველა კომპონენტი (3.16) აღწერილია ფორმის ელემენტარული ჰარმონიული ფუნქციებით:
Y = A0 cos(wt – kz+ j0) (3.17)
განვიხილოთ თვითმფრინავის მონოქრომატული რენტგენის ტალღის გაფანტვა შესასწავლი ნიმუშის ატომების ერთობლიობაზე (მოლეკულაზე, სასრული განზომილებების კრისტალზე და ა.შ.). ელექტრომაგნიტური ტალღის ურთიერთქმედება ატომების ელექტრონებთან იწვევს მეორადი (გაფანტული) ელექტრომაგნიტური ტალღების წარმოქმნას. კლასიკური ელექტროდინამიკის მიხედვით, ცალკეული ელექტრონიდან გაფანტვა ხდება 4p მყარი კუთხით და აქვს მნიშვნელოვანი ანიზოტროპია. თუ პირველადი რენტგენის გამოსხივება არ არის პოლარიზებული, მაშინ ტალღის გაფანტული გამოსხივების ნაკადის სიმკვრივე აღწერილია შემდეგი ფუნქციით.
(3.18)სადაც I0 არის პირველადი გამოსხივების ნაკადის სიმკვრივე, R არის მანძილი გაფანტვის წერტილიდან გაფანტული გამოსხივების რეგისტრაციის ადგილამდე, q არის პოლარული გაფანტვის კუთხე, რომელიც იზომება თვითმფრინავის პირველადი ტალღის ტალღის ვექტორის მიმართულებიდან k0 ( იხილეთ ნახ. 3.6). Პარამეტრი
» 2.818×10-6 ნმ(3.19)ისტორიულად უწოდებენ კლასიკურ ელექტრონის რადიუსს.
სურ.3.6. სიბრტყის პირველადი ტალღის პოლარული გაფანტვის კუთხე q შესწავლილ მცირე Cr ნიმუშზე.
გარკვეული კუთხე q განსაზღვრავს კონუსურ ზედაპირს სივრცეში. ელექტრონების კორელაციური მოძრაობა ატომში ართულებს გაფანტული გამოსხივების ანიზოტროპიას. ატომის მიერ მიმოფანტული რენტგენის ტალღის ამპლიტუდა გამოიხატება ტალღის სიგრძისა და პოლარული კუთხის f(q, l) ფუნქციის გამოყენებით, რომელსაც ატომური ამპლიტუდა ეწოდება.
ამრიგად, ატომის მიერ მიმოფანტული რენტგენის ტალღის ინტენსივობის კუთხური განაწილება გამოიხატება ფორმულით
(3. 20)
და აქვს ღერძული სიმეტრია პირველადი ტალღის k0 ტალღის ვექტორის მიმართულების მიმართ. ატომური ამპლიტუდის f 2 კვადრატს ჩვეულებრივ ატომურ ფაქტორს უწოდებენ.
როგორც წესი, რენტგენის დიფრაქციისა და რენტგენის სპექტრული კვლევების ექსპერიმენტულ დანადგარებში, გაფანტული რენტგენის დეტექტორი განლაგებულია R მანძილზე, რომელიც მნიშვნელოვნად აღემატება გაფანტული ნიმუშის ზომებს. ასეთ შემთხვევებში, დეტექტორის შეყვანის ფანჯარა წყვეტს ელემენტს გაფანტული ტალღის მუდმივი ფაზის ზედაპირიდან, რომელიც შეიძლება ვივარაუდოთ, რომ ბრტყელია მაღალი სიზუსტით.
სურ.3.8. რენტგენის სხივების გაფანტვის გეომეტრიული დიაგრამა 1 ნიმუშის ატომებზე ფრაუნჰოფერის დიფრაქციის პირობებში.
2 – რენტგენის დეტექტორი, k0 – პირველადი რენტგენის ტალღის ტალღის ვექტორი, წყვეტილი ისრები ასახავს პირველადი რენტგენის სხივების ნაკადებს, ტირეულ წერტილებში – გაფანტული რენტგენის სხივების ნაკადებს. წრეები მიუთითებს შესასწავლი ნიმუშის ატომებზე.
გარდა ამისა, დასხივებული ნიმუშის მეზობელ ატომებს შორის მანძილი არის რამდენიმე რიგით ნაკლები, ვიდრე დეტექტორის შესასვლელი ფანჯრის დიამეტრი.
შესაბამისად, ამ სარეგისტრაციო გეომეტრიაში დეტექტორი აღიქვამს ინდივიდუალური ატომების მიერ მიმოფანტულ სიბრტყე ტალღების ნაკადს და ყველა გაფანტული ტალღის ვექტორები შეიძლება მივიჩნიოთ პარალელურად მაღალი სიზუსტით.
რენტგენის გაფანტვის ზემოხსენებულ მახასიათებლებს და მათ რეგისტრაციას ისტორიულად ფრაუნჰოფერის დიფრაქციას უწოდებენ. ატომურ სტრუქტურებზე რენტგენის გაფანტვის პროცესის ეს მიახლოებითი აღწერა საშუალებას გაძლევთ გამოთვალოთ დიფრაქციის ნიმუში (გაფანტული გამოსხივების ინტენსივობის კუთხური განაწილება) მაღალი სიზუსტით. დასტურია ის, რომ ფრაუნჰოფერის დიფრაქციის მიახლოება საფუძვლად უდევს მატერიის შესწავლის რენტგენის დიფრაქციულ მეთოდებს, რაც შესაძლებელს ხდის კრისტალების ერთეული უჯრედების პარამეტრების განსაზღვრას, ატომების კოორდინატების გამოთვლას, ნიმუშში სხვადასხვა ფაზის არსებობის დადგენას, ბროლის დეფექტების მახასიათებლები და ა.შ.
განვიხილოთ პატარა კრისტალური ნიმუში, რომელიც შეიცავს სასრულ რაოდენობას N ატომებს გარკვეული ქიმიური რიცხვით.
შემოვიღოთ მართკუთხა კოორდინატთა სისტემა. მისი წარმოშობა თავსებადია ერთ-ერთი ატომის ცენტრთან. თითოეული ატომური ცენტრის (გაფანტვის ცენტრის) პოზიცია მითითებულია სამი კოორდინატით. xj, yj, zj, სადაც j არის ატომური რიცხვი.
მოდით, შესასწავლი ნიმუში ექვემდებარებოდეს სიბრტყის პირველადი რენტგენის ტალღას ტალღის ვექტორით k0, რომელიც მიმართულია შერჩეული კოორდინატთა სისტემის Oz ღერძის პარალელურად. ამ შემთხვევაში პირველადი ტალღა წარმოდგენილია ფორმის (3.17) ფუნქციით.
ატომების მიერ რენტგენის სხივების გაფანტვა შეიძლება იყოს არაელასტიური ან ელასტიური. ელასტიური გაფანტვა ხდება რენტგენის გამოსხივების ტალღის სიგრძის შეცვლის გარეშე. არაელასტიური გაფანტვით, რადიაციის ტალღის სიგრძე იზრდება და მეორადი ტალღები არათანმიმდევრულია. ქვემოთ განხილულია მხოლოდ რენტგენის სხივების ატომებზე ელასტიური გაფანტვა.
L აღვნიშნოთ, როგორც მანძილი საწყისიდან დეტექტორამდე. დავუშვათ, რომ ფრაუნჰოფერის დიფრაქციული პირობები დაკმაყოფილებულია. ეს, კერძოდ, ნიშნავს, რომ დასხივებული ნიმუშის ატომებს შორის მაქსიმალური მანძილი არის რამდენიმე რიგით ნაკლები, ვიდრე მანძილი L. ამ შემთხვევაში, დეტექტორის მგრძნობიარე ელემენტი ექვემდებარება თვითმფრინავის ტალღებს პარალელური ტალღის ვექტორებით k. ყველა ვექტორის მოდული ტოლია ტალღის ვექტორის k0 = 2π/ლ მოდულის.
თითოეული სიბრტყე ტალღა იწვევს ჰარმონიულ რხევას სიხშირით
(3.21)თუ პირველადი ტალღა დამაკმაყოფილებლად არის მიახლოებული სიბრტყე ჰარმონიული ტალღით, მაშინ ყველა მეორადი (ატომებით გაფანტული) ტალღა თანმიმდევრულია. გაფანტული ტალღების ფაზური სხვაობა დამოკიდებულია ამ ტალღების გზის განსხვავებაზე.
მოდით დავხატოთ დამხმარე ღერძი ან კოორდინატების საწყისიდან დეტექტორის შეყვანის ფანჯრის მდებარეობამდე. შემდეგ ამ ღერძის მიმართულებით ყოველი მეორადი გავრცელება შეიძლება აღიწეროს ფუნქციით
y = A1 fcos(wt– kr+ j0) (3.22)
სადაც A1 ამპლიტუდა დამოკიდებულია A0 პირველადი ტალღის ამპლიტუდაზე, ხოლო საწყისი ფაზა j0 იგივეა ყველა მეორადი ტალღისთვის.
კოორდინატების საწყისში მდებარე ატომის მიერ გამოსხივებული მეორადი ტალღა შექმნის დეტექტორის მგრძნობიარე ელემენტის რხევას, რომელიც აღწერილია ფუნქციით.
A1 f(q) cos(wt – kL+ j0) (3.23)
სხვა მეორადი ტალღები შექმნიან რხევებს იგივე სიხშირით (3.21), მაგრამ განსხვავდებიან ფუნქციისგან (3.23) ფაზის ცვლაში, რაც თავის მხრივ დამოკიდებულია მეორადი ტალღების გზის განსხვავებაზე.
სიბრტყის თანმიმდევრული მონოქრომატული ტალღების სისტემისთვის, რომლებიც მოძრაობენ გარკვეული მიმართულებით, ფარდობითი ფაზური ცვლა Dj პირდაპირპროპორციულია ბილიკების სხვაობის DL.
Dj = k×DL(3.24)
სადაც k არის ტალღის რიცხვი
k = 2π/ლ. (3.25)
მეორადი ტალღების ბილიკების სხვაობის გამოსათვლელად (3.23), ჯერ ვივარაუდოთ, რომ დასხივებული ნიმუში არის ატომების ერთგანზომილებიანი ჯაჭვი, რომელიც მდებარეობს Ox კოორდინატთა ღერძის გასწვრივ (იხ. ნახ. 3.9). ატომების კოორდინატები მითითებულია რიცხვებით xi, (j = 0, 1, …, N–1), სადაც x0 = 0. პირველადი სიბრტყის ტალღის მუდმივი ფაზის ზედაპირი ატომების ჯაჭვის პარალელურია, ხოლო ტალღის ვექტორი k0 მის პერპენდიკულარულია.
ჩვენ გამოვთვლით ბრტყელი დიფრაქციის შაბლონს, ე.ი. გაფანტული გამოსხივების ინტენსივობის კუთხური განაწილება ნახ. 3.9-ზე გამოსახულ სიბრტყეში. ამ შემთხვევაში დეტექტორის მდებარეობის ორიენტაცია (სხვა სიტყვებით რომ ვთქვათ, დამხმარე ღერძის მიმართულება ან) მითითებულია გაფანტვის კუთხით, რომელიც იზომება Oz ღერძიდან, ე.ი. პირველადი ტალღის k0 ტალღის ვექტორის მიმართულებაზე.
სურ.3.9. ფრაუნჰოფერის დიფრაქციის გეომეტრიული სქემა მოცემულ სიბრტყეში ატომების სწორხაზოვან ჯაჭვზე
მსჯელობის ზოგადობის დაკარგვის გარეშე, შეგვიძლია ვივარაუდოთ, რომ ყველა ატომი მდებარეობს Ox-ის მარჯვენა ნახევარღერძზე. (გარდა ატომისა, რომელიც მდებარეობს კოორდინატების ცენტრში).
ვინაიდან ფრაუნჰოფერის დიფრაქციული პირობები დაკმაყოფილებულია, ატომებით მიმოფანტული ყველა ტალღის ტალღის ვექტორები მიდიან დეტექტორის შეყვანის ფანჯარაში პარალელური ტალღის ვექტორებით k.
ნახაზი 3.9-დან გამომდინარეობს, რომ ატომის მიერ გამოსხივებული ტალღა xi კოორდინატთან ერთად გადის მანძილს დეტექტორამდე L – xisin(q). შესაბამისად, დეტექტორის მგრძნობიარე ელემენტის რხევა, რომელიც გამოწვეულია ატომის მიერ გამოსხივებული მეორადი ტალღით კოორდინატთან xi, აღწერილია ფუნქციით.
A1 f(q) cos(wt – k(L– xj sin(q)) + j0) (3.26)
დარჩენილ მიმოფანტულ ტალღებს, რომლებიც შედიან მოცემულ პოზიციაში მდებარე დეტექტორის ფანჯარაში, მსგავსი გარეგნობა აქვთ.
საწყისი ფაზის j0 მნიშვნელობა განისაზღვრება, არსებითად, იმ მომენტით, როდესაც იწყება დროის დათვლა. არაფერი გიშლის ხელს, რომ აირჩიოთ j0 ტოლი –kL. მაშინ დეტექტორის მგრძნობიარე ელემენტის მოძრაობა წარმოდგენილი იქნება ჯამით
(3.27)
ეს ნიშნავს, რომ ატომების მიერ მიმოფანტული ტალღების ბილიკების სხვაობა xi და x0 კოორდინატებით არის –xisin(q), ხოლო შესაბამისი ფაზის სხვაობა უდრის kxisin(q).
რენტგენის დიაპაზონში ელექტრომაგნიტური ტალღების რხევების w სიხშირე ძალიან მაღალია. ლ = Å ტალღის სიგრძის რენტგენისთვის, w სიხშირე სიდიდის მიხედვით არის ~1019 წმ-1. თანამედროვე აღჭურვილობა ვერ გაზომავს მყისიერი ღირებულებებიელექტრული და მაგნიტური ველის სიძლიერე (1) ველის ასეთი სწრაფი ცვლილებებით, ამიტომ ყველა რენტგენის დეტექტორი აღრიცხავს ელექტრომაგნიტური რხევების კვადრატული ამპლიტუდის საშუალო მნიშვნელობას.
მისაღებად რაოდენობრივი ინფორმაციამცირე კუთხით რენტგენის გაფანტვის მეთოდს (SAS) აქვს დიდი პოტენციალი ნანოკრისტალური შენადნობების ქვესტრუქტურის შესასწავლად. ეს მეთოდი საშუალებას გაძლევთ განსაზღვროთ სუბმიკროსკოპული ნაწილაკების ზომა და ფორმა, რომელთა ზომები მერყეობს 10-დან 1000 Å-მდე. SAXS მეთოდის უპირატესობებში შედის ის ფაქტი, რომ მცირე კუთხეების რეგიონში შესაძლებელია კომპტონის გაფანტვის იგნორირება, ისევე როგორც თერმული ვიბრაციებისა და სტატიკური გადაადგილების გამო გაფანტვა, რომლებიც უმნიშვნელოდ მცირეა ზუსტად მცირე კუთხეების რეგიონში. უნდა აღინიშნოს, რომ მხოლოდ ელექტრონები მონაწილეობენ დიფრაქციული შაბლონის შექმნაში (ბირთვებზე გაფანტვა უმნიშვნელოა), შესაბამისად, დიფრაქციის ნიმუშიდან შეიძლება ვიმსჯელოთ ელექტრონის სიმკვრივის სივრცით განაწილებაზე და ელექტრონების ჭარბი და დეფიციტის მიმართ. ნიმუშის ელექტრონის საშუალო სიმკვრივეზე მოქმედებს ექვივალენტურად.
Მიხედვით კლასიკური თეორიაცალკეული სფერული ნაწილაკის მიერ მიმოფანტული ამპლიტუდა უდრის
სად არის დიფრაქციის კუთხე, დიფრაქციის ვექტორის სიდიდე უდრის; – ნაწილაკებში ელექტრონის სიმკვრივის განაწილების ფუნქცია; - ნაწილაკების რადიუსი.
ინტენსივობა, რომელიც მიმოფანტულია რადიუსის ერთგვაროვანი სფერული ნაწილაკით, ყველაზე მარტივად შეიძლება გამოითვალოს.
არის ნაწილაკების ფორმის ფუნქცია და მისი კვადრატი არის სფერული ნაწილაკების გაფანტვის ფაქტორი; არის ელექტრონების რაოდენობა ნაწილაკში, არის ელექტრონის მიერ მიმოფანტული ინტენსივობა (აღსანიშნავია, რომ ორმხრივი გისოსის ნულოვანი ადგილის რეგიონში ფუნქციის კუთხური დამოკიდებულების უგულებელყოფა შეიძლება, ე.ი.).
როგორც ნაჩვენებია , გინიემ შემოგვთავაზა გამარტივებული მეთოდი ინტენსივობის გამოსათვლელად, რომელიც არის ის, რომ მცირე ნაწილაკების ზომისთვის და , გვაქვს . ამიტომ, სერიის გაფართოებისას, შეგვიძლია შემოვიფარგლოთ პირველი ორი ტერმინით:
რაოდენობას ეწოდება ნაწილაკების ბრუნვის ელექტრონული რადიუსი (გირაციის რადიუსი) და წარმოადგენს ნაწილაკების ფესვის საშუალო კვადრატულ ზომას (არაჰომოგენურობა). ადვილია იმის ჩვენება, რომ რადიუსის ერთგვაროვანი სფერული ნაწილაკისთვის, რომელსაც აქვს ელექტრონული სიმკვრივე, გირაციის რადიუსი გამოიხატება მისი რადიუსის მეშვეობით შემდეგნაირად: , და მნიშვნელობა უდრის ნაწილაკში ელექტრონების რაოდენობას ან, უფრო ზუსტად, განსხვავებას ნაწილაკში ელექტრონების რაოდენობასა და ნაწილაკების მიმდებარე გარემოს თანაბარი მოცულობის ელექტრონების რაოდენობას შორის (ეს არის არაერთგვაროვნების მოცულობა და არის არაჰომოგენურობის ნივთიერებისა და მატრიცის ელექტრონების სიმკვრივეები, შესაბამისად). ზემოაღნიშნულიდან გამომდინარე ვიღებთ:
მონოდისპერსიული გამონადენი სისტემის შემთხვევაში, როდესაც შეიძლება უგულებელვყოთ სხვადასხვა ნაწილაკებით გაფანტული სხივების ჩარევა, ორმხრივი გისოსის ნულოვანი ადგილის გაფანტვის ინტენსივობის პროფილი დასხივებულ მოცულობაში ნაწილაკების შემცველი სისტემის მიერ შეიძლება აღწერილი იყოს შემდეგი ფორმულით. :
ეს ფორმულა (2.7) მოიპოვა გინიემ და დაარქვა მისი სახელი.
მნიშვნელობა იპოვება ფორმულით:
სად არის პირველადი სხივის ინტენსივობა; და არის ელექტრონის მუხტი და მასა, შესაბამისად; - სინათლის სიჩქარე ვაკუუმში; – მანძილი ნიმუშიდან დაკვირვების პუნქტამდე.
როგორც ნაჩვენებია ნახ. 4, ინტენსივობა კუთხის დამოკიდებულებებთან მიმართებაში, გამოთვლილი ფორმულების გამოყენებით (2.2) და (2.7) რადიუსის სფერული ერთგვაროვანი ნაწილაკისთვის კარგად ემთხვევა .
| ბრინჯი. 4. გაფანტვა რადიუსის სფერული ნაწილაკით. |
ავიღოთ გინიეს ფორმულის ლოგარითმი:
ამრიგად, გამონათქვამიდან (2.8) გამომდინარეობს, რომ SAXS ნიმუშის წარმოდგენის შემთხვევაში ნაწილაკების მონოდისპერსიული სისტემიდან საკმარისად მცირე კოორდინატებში, გამოდის ხაზოვანი დამოკიდებულება, რომლის დახრილობის კუთხიდან შეიძლება ვიპოვოთ ნაწილაკების ბრუნვის რადიუსი.
პოლიდისპერსიული სისტემის შემთხვევაში, როდესაც ნაწილაკებს განსხვავებული ზომები აქვთ, დამოკიდებულება აღარ იქნება წრფივი. თუმცა, როგორც კვლევებმა აჩვენა, თითოეული ტიპის ნაწილაკების საკმარისი მონოდისპერსიულობით და SAXS სურათში კოორდინატებში ნაწილაკთაშორისი ჩარევის არარსებობით, შეიძლება გამოიყოს რამდენიმე ხაზოვანი რეგიონი. ამ უბნების გაყოფით ჩვენ შეგვიძლია ვიპოვოთ სხვადასხვა ტიპის ნაწილაკების შესაბამისი გირაციული რადიუსი (სურ. 5).
სტრუქტურული ინფორმაციის მოპოვებაში ზემოაღნიშნული უპირატესობების მიუხედავად, SAS მეთოდს აქვს მრავალი მნიშვნელოვანი უარყოფითი მხარე.
SAS სურათში მნიშვნელოვანი დამახინჯება შეიძლება მოხდეს ორმაგი ბრაგის არეკვით (DBR), რომელიც ხდება მაშინ, როდესაც რენტგენის სხივები გადის კრისტალურ მასალებში. დიაგრამა, რომელიც ხსნის DBO-ს წარმოქმნას, ნაჩვენებია ნახ. 6. რენტგენის პირველადი სხივი დაეცემა მოზაიკის კრისტალზე, რომელიც შედგება ოდნავ არასწორად ორიენტირებული ბლოკებისგან. თუ, მაგალითად, ბლოკი 1 მდებარეობს s 0ბრაგის კუთხით υ , მაშინ მისგან სხივი აისახება s 1, რომელიც გზაზე შეიძლება შეხვდეს მე-2 ბლოკს, რომელიც მდებარეობს მიმართებაში s 1ამრეკლავ მდგომარეობაში, ასე რომ სხივი აისახება მე-2 ბლოკიდან s 2. თუ ნორმალურია n 1 და n 2 ორივე ბლოკის ამრეკლავ სიბრტყემდე განლაგებულია იმავე სიბრტყეში (მაგალითად, ნახაზის სიბრტყეში), შემდეგ სხივი s 2სხივივით მოხვდება s 1, ცენტრალურ ადგილამდე P0რენტგენოგრაფია. ბლოკი 2 ასევე აისახება, როდესაც ის ბრუნავს გარშემო s 1ასე რომ ნორმალურია n 2 აგრძელებს კუთხის შექმნას (π/2)- υ თან s 1, მაგრამ აღარ წევს იმავე სიბრტყეში n 1 . შემდეგ ორჯერ ასახული სხივი დატოვებს ნახატის სიბრტყეს და გადავა კონუსის გენერატორის გასწვრივ, რომლის ღერძი არის s 1. შედეგად, ფოტოფილმზე ცენტრალურ ადგილთან ახლოს P0გამოჩნდება მოკლე დარტყმა, რომელიც არის ორჯერ არეკლილი სხივების კვალის გადაფარვა.
| სურათი 6. დიაგრამა, რომელიც ხსნის ორმაგი ბრაგის ასახვის წარმოქმნას. |
DBO შტრიხები ორიენტირებულია ხაზის პერპენდიკულარულად P 0 Pცენტრალური ადგილის დამაკავშირებელი P0ბრეგის მაქსიმუმით P;მათი სიგრძე უფრო დიდია, რაც უფრო დიდია ბროლის მოზაიკის კუთხე.
SAS-ის ერთი კრისტალით შესწავლისას DBO-ს მოშორება რთული არ არის: საკმარისია ამ უკანასკნელის ორიენტირება პირველადი სხივის მიმართ ისე, რომ თვითმფრინავების სისტემა არ იყოს ( hkl) არ იყო ამრეკლავ მდგომარეობაში.
პოლიკრისტალების შესწავლისას პრაქტიკულად შეუძლებელია DBR-ის გამორიცხვა, რადგან ყოველთვის იქნება კრისტალები, რომლებიც ასახავს პირველად სხივს. DBO არ იქნება მხოლოდ ტალღის სიგრძით რადიაციის გამოყენებისას λ > dmax (dmax -ყველაზე დიდი პლანთაშორისი მანძილი მოცემული კრისტალიტისთვის). მაგალითად, სპილენძის შესწავლისას უნდა გამოვიყენოთ ალ კ α– რადიაცია, რომელიც წარმოადგენს მნიშვნელოვან ექსპერიმენტულ სირთულეებს.
შედარებით დიდი გაფანტვის კუთხით ( ε > 10") MUR ვერ გამოიყოფა DBO ეფექტისგან. მაგრამ როდის ε < 2" SAXS-ის ინტენსივობა არის სიდიდის რიგითობა, ვიდრე DBO-ს ინტენსივობა. ჭეშმარიტი SAM-ის გამოყოფა DBO-სგან ამ შემთხვევაში ეფუძნება SAM-ისა და DBO-ის დამოკიდებულების განსხვავებულ ბუნებას გამოყენებულ ტალღის სიგრძეზე. ამ მიზნით მიიღება ინტენსივობის მრუდები მე(ე/λ)ორ რადიაციაზე, მაგალითად, CrK αდა CuKα. თუ ორივე მრუდი ემთხვევა, ეს მიუთითებს, რომ ყველა გაფანტვა გამოწვეულია SAXS ეფექტით. თუ მრუდები ისე განსხვავდება თითოეულ წერტილში ε/λ ინტენსივობის თანაფარდობა აღმოჩნდება მუდმივი, მაშინ ყველა გაფანტვა გამოწვეულია RBR-ით.
როდესაც ორივე ეფექტი არსებობს, მაშინ
I 1 = I 1 DBO + I 1 DBO; I 2 = I 2 RBS + I 2 RBS
B. Ya ε 1 /λ 1 = ε 2 /λ 2
I 1 MUR / I 2 MUR = 1და I 1 DBO / I 2 DBO = K,
I 2 DBO = (I 1 – I 2)ε 1 /λ 1 = ε 2 /λ 2 (K – 1),
სად არის მუდმივი TOთეორიულად გამოითვლება თითოეული კონკრეტული შემთხვევისთვის.
DBO ეფექტიდან შეიძლება განისაზღვროს ბლოკების საშუალო არასწორი ორიენტაციის კუთხეები კრისტალების ან ერთკრისტალების შიგნით.
სადაც და არიან ექსპერიმენტული და შესწორებული SAXS ინტენსივობა, არის დიფრაქციის ვექტორი, არის გაფანტვის კუთხე, არის ტალღის სიგრძე; – მუდმივი კოეფიციენტი; - ინტეგრაციის ცვლადი. აქვე უნდა აღინიშნოს, რომ გინიეს ფორმულა გამართლებულად შეიძლება გამოყენებულ იქნას მხოლოდ იმ შემთხვევებში, როდესაც ითვალისწინებს სხვადასხვა ნაწილაკებით მიმოფანტული სხივების ჩარევის არარსებობას, ფორმის სიმარტივეს და გაფანტული ნაწილაკების ელექტრონულ ჰომოგენურობას (ბურთი, ელიფსი, ფირფიტა ზე). დამოკიდებულება არ შეიცავს ხაზოვან რეგიონებს და სურათების MUR დამუშავება მნიშვნელოვნად რთულდება.
2.2. ნანოკომპოზიტური სტრუქტურის ანალიზი დიდი და მცირე კუთხის რენტგენის დიფრაქციის მეთოდებით.
ნაწილაკების ზომის განსაზღვრის არაპირდაპირ მეთოდებს შორის მთავარი ადგილი დიფრაქციულ მეთოდს ეკუთვნის. ამავდროულად, ეს მეთოდი უმარტივესი და ხელმისაწვდომია, ვინაიდან სტრუქტურის რენტგენოლოგიური გამოკვლევა ფართოდ არის გავრცელებული და სათანადო აღჭურვილობით. დიფრაქციული მეთოდის გამოყენებით, ფაზურ შემადგენლობასთან, კრისტალური მედის პარამეტრებთან ერთად, ატომების სტატიკური და დინამიური გადაადგილებები წონასწორული მდგომარეობიდან და გისოსებში არსებული მიკროსტრესი, შეიძლება განისაზღვროს მარცვლების (კრისტალიტების) ზომა.
მარცვლების, ნაწილაკების (ან თანმიმდევრული გაფანტვის არეების) ზომის განსაზღვრა დიფრაქციული მეთოდით ეფუძნება დიფრაქციის ასახვის პროფილის ფორმის ცვლილებას მარცვლის ზომის შემცირებით. დიფრაქციის განხილვისას, თანმიმდევრული გაფანტვა ეხება დიფრაქციული გამოსხივების გაფანტვას, რაც უზრუნველყოფს ჩარევის პირობების დაცვას. ზოგად შემთხვევაში, ცალკეული მარცვლის ზომა შეიძლება არ ემთხვეოდეს თანმიმდევრული გაფანტვის რეგიონის ზომას.
დიფრაქციულ ექსპერიმენტებში სტრუქტურული დეფექტების შესწავლა ხდება პოლიკრისტალის ან ფხვნილისგან დიფრაქციული ანარეკლების გაფართოებით. თუმცა, როცა პრაქტიკული გამოყენებაამ მეთოდით, მარცვლის ზომის დასადგენად, დიდი მარცვლეულის მქონე ნივთიერებიდან (ნაწილაკების) დიფრაქციული ასახვის სიგანე ხშირად შედარებულია ნანოსტატში არსებული იგივე ნივთიერებისგან. გაფართოების ეს განსაზღვრა და ნაწილაკების საშუალო ზომის შემდგომი შეფასება ყოველთვის არ არის სწორი და შეიძლება გამოიწვიოს ძალიან დიდი (რამდენიმე ასეული პროცენტი) შეცდომა. საქმე იმაშია, რომ გაფართოება უნდა განისაზღვროს უსასრულოდ დიდი ბროლის დიფრაქციის ანარეკლებთან შედარებით. სინამდვილეში, ეს ნიშნავს, რომ დიფრაქციული ასახვის გაზომილი სიგანე უნდა შევადაროთ ინსტრუმენტულ სიგანეს, ანუ დიფრაქტომეტრის გარჩევადობის ფუნქციის სიგანეს, რომელიც წინასწარ არის განსაზღვრული დიფრაქციული ექსპერიმენტის დროს. გარდა ამისა, დიფრაქციული ანარეკლების სიგანის ზუსტი განსაზღვრა შესაძლებელია მხოლოდ ექსპერიმენტული ასახვის ფორმის თეორიული რეკონსტრუქციით. ძალიან მნიშვნელოვანია, რომ კრისტალების მცირე ზომის გარდა, დიფრაქციული ანარეკლების გაფართოების სხვა ფიზიკური მიზეზები შეიძლება იყოს. აქედან გამომდინარე, მნიშვნელოვანია არა მხოლოდ გაფართოების სიდიდის განსაზღვრა, არამედ ხაზგასმულია მასში წვლილი სწორედ მცირე ნაწილაკების ზომის გამო.
ვინაიდან ნაწილაკების ზომის განსაზღვრის დიფრაქციული მეთოდი ყველაზე გავრცელებული და ხელმისაწვდომია, მოდით განვიხილოთ მისი გამოყენების მახასიათებლები უფრო დეტალურად.
დიფრაქციული ხაზის სიგანე შეიძლება მრავალ მიზეზზე იყოს დამოკიდებული. ეს მოიცავს მცირე კრისტალიტის ზომებს, სხვადასხვა სახის დეფექტების არსებობას, აგრეთვე ნიმუშების ჰეტეროგენულობას ქიმიურ შემადგენლობაში. მიკროშტამებითა და შემთხვევით განაწილებული დისლოკაციებით გამოწვეული გაფართოება დამოკიდებულია ასახვის თანმიმდევრობაზე და პროპორციულია tan υ-ის. არაჰომოგენურობით გამოწვეული გაფართოების სიდიდე Δ X; (ან Δου), პროპორციული (sin 2 υ)/cos υ. ნანოკრისტალური ნივთიერებების შემთხვევაში, ყველაზე საინტერესო გაფართოება დაკავშირებულია კრისტალების მცირე ზომის D-სთან (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.
დაე
განვიხილოთ გაფანტვის ვექტორი s = 2sin υ / λ, სადაც λ არის გამოსხივების ტალღის სიგრძე. მათემატიკურად, მისი დიფერენციალური (ან გაურკვევლობა ფიზიკური თვალსაზრისით, რადგან სასრულ კრისტალში ტალღის ვექტორი ხდება ცუდი კვანტური რიცხვი) არის
ds= ( 2.12)
ამ გამოსახულებაში, მნიშვნელობა d(2υ) არის დიფრაქციული ასახვის (ხაზის) ინტეგრალური სიგანე, გამოხატული 2υ კუთხეებით და იზომება რადიანებში. ინტეგრალური სიგანე განისაზღვრება, როგორც ინტეგრალური ხაზის ინტენსივობა გაყოფილი მის სიმაღლეზე და არ არის დამოკიდებული დიფრაქციული ხაზის ფორმაზე. ეს საშუალებას იძლევა ინტეგრალური სიგანე გამოიყენოს რენტგენის დიფრაქციის, სინქროტრონის ან ნეიტრონის დიფრაქციული ექსპერიმენტების ანალიზისთვის, რომლებიც შესრულებულია სხვადასხვა დანადგარებზე, სხვადასხვა დიფრაქტომეტრის გარჩევადობის ფუნქციით და სხვადასხვა კუთხური ინტერვალებით.
გაფანტვის ვექტორის ds-ის განუსაზღვრელობა უკუპროპორციულია თანმიმდევრული გაფანტვის სიბრტყეების სვეტის მოცულობით საშუალო სიმაღლეზე.
სად დ(2) - დიფრაქციული ხაზის ინტეგრალური სიგანე. პრაქტიკაში, ისინი ხშირად იყენებენ არა ინტეგრალურ სიგანეს, არამედ დიფრაქციული ხაზის სრულ სიგანეს მაქსიმუმ FWHM-ის ნახევარზე (სრული სიგანე მაქსიმუმ ნახევარზე). კავშირი ინტეგრალური ხაზის სიგანესა და FWHM-ს შორის დამოკიდებულია ექსპერიმენტული დიფრაქციული ხაზის ფორმაზე და უნდა განისაზღვროს კონკრეტულად თითოეულ კონკრეტულ შემთხვევაში. მართკუთხედისა და სამკუთხედის ფორმის წრისთვის, წრფის ინტეგრალური სიგანე ზუსტად უდრის FWHM-ს. ლორენცისა და გაუსის ფუნქციებისთვის ურთიერთობა აღწერილია გამონათქვამებით: დ(2) L ≈ 1.6∙FWHM L (2) და დ(2) G ≈ 1.1∙FWHM G (2) და ფსევდო-ვოიგტის ფუნქციისთვის, რომელიც ქვემოთ იქნება განხილული, ეს ურთიერთობა უფრო რთულია და დამოკიდებულია გაუსის და ლორენცის წვლილის თანაფარდობაზე. მცირე კუთხით მდებარე დიფრაქციული ხაზებისთვის, ინტეგრალური გაფართოებისა და FWHM-ის კავშირი შეიძლება მივიღოთ d(2) ≈ 1.47 ∙ FWHM(2); ამ ურთიერთობის ჩანაცვლებით (2.13), მივიღებთ Debye ფორმულას:
ზოგად შემთხვევაში, როდესაც ნივთიერების ნაწილაკებს აქვთ თვითნებური ფორმა, ნაწილაკების საშუალო ზომა შეიძლება მოიძებნოს Debye-Scherrer ფორმულის გამოყენებით:
სად არის შერერის მუდმივი, რომლის მნიშვნელობა დამოკიდებულია ნაწილაკების ფორმაზე (კრისტალიტი, დომენი) და ინდექსებზე ( hkl) დიფრაქციული არეკვლა.
რეალურ ექსპერიმენტში, დიფრაქტომეტრის სასრული გარჩევადობის გამო, ხაზი ფართოვდება და არ შეიძლება იყოს ინსტრუმენტული ხაზის სიგანეზე ნაკლები. სხვა სიტყვებით რომ ვთქვათ, ფორმულაში (2.15) უნდა გამოვიყენოთ არა ასახვის სიგანე FWHM(2υ), არამედ მისი გაფართოება. β ხელსაწყოს სიგანესთან შედარებით. ამიტომ, დიფრაქციულ ექსპერიმენტში, ნაწილაკების საშუალო ზომა განისაზღვრება უორენის მეთოდით:
სად არის დიფრაქციული ასახვის გაფართოება. გაითვალისწინეთ, რომ.
სრული სიგანე მაქსიმუმ FWHM R-ის ნახევარზე ან დიფრაქტომეტრის ინსტრუმენტული სიგანე შეიძლება გაიზომოს კარგად ანეილირებულ და სრულიად ერთგვაროვან ნივთიერებაზე (ფხვნილზე), 1-10 μm ზომის ნაწილაკებით. სხვა სიტყვებით რომ ვთქვათ, შედარების სტანდარტად უნდა იქნას მიღებული ასახვის სტანდარტი დამატებითი გაფართოების გარეშე, გარდა ინსტრუმენტული გაფართოებისა. თუ დიფრაქტომეტრის გარჩევადობის ფუნქცია აღწერილია გაუსის ფუნქციით და υ R არის მისი მეორე მომენტი, მაშინ FWHM R =2,355υ R .
დიფრაქციის ანარეკლები აღწერილია გაუსის ფუნქციებით g(υ)და ლორენცი l(υ):
, (2.17)
ან მათი სუპერპოზიცია ვ ლ() + (1-c) g() - ფსევდო-ვოიგტის ფუნქცია:
სად არის ლორენცის ფუნქციის შედარებითი წვლილი ასახვის მთლიან ინტენსივობაში; ლორენცის და გაუსის განაწილების პარამეტრები; A არის ნორმალიზების ფაქტორი.
მოდით განვიხილოთ გაუსის და ლორენცის განაწილების მახასიათებლები, რომლებიც საჭიროა შემდგომში. გაუსის განაწილებისთვის, პარამეტრი არის ფუნქციის მეორე მომენტი. მეორე მომენტი, გამოხატული კუთხეებით, უკავშირდება სრულ სიგანეს ნახევარ მაქსიმუმზე, რომელიც იზომება 2 კუთხეში, ცნობილი მიმართება () = FWHM(2)/(2 2.355). ეს კავშირი მარტივად შეიძლება მივიღოთ პირდაპირ გაუსის განაწილებიდან. ნახ. სურათი 6a გვიჩვენებს გაუსის განაწილებას, რომელიც აღწერილია ფუნქციით
სად არის გაუსის ფუნქციის მეორე მომენტი, ანუ არგუმენტის მნიშვნელობა, რომელიც შეესაბამება ფუნქციის დახრის წერტილს, როდესაც . მოდით ვიპოვოთ მნიშვნელობა, რომლის დროსაც ფუნქცია (2.20) იღებს მნიშვნელობას, რომელიც უდრის მისი სიმაღლის ნახევარს. ამ შემთხვევაში და საიდან. როგორც ჩანს სურათზე 6 a, გაუსის ფუნქციის სრული სიგანე ნახევარ მაქსიმუმზე უდრის .
ლორენცის განაწილებისთვის, პარამეტრი ემთხვევა ამ ფუნქციის ნახევრად სიგანეს სიმაღლის ნახევარზე. დაე, ლორენცმა იმოქმედოს,
იღებს სიმაღლის ნახევრის ტოლ მნიშვნელობას, ანუ (ნახ. 6 ბ). არგუმენტის მნიშვნელობა, რომელიც შეესაბამება ფუნქციის ამ მნიშვნელობას, შეგიძლიათ იხილოთ განტოლებიდან
საიდანაც და ამდენად, მოქმედებს ლორენცის ფუნქციისთვის. ლორენცის ფუნქციის მეორე მომენტი, ანუ არგუმენტის მნიშვნელობა, რომელიც შეესაბამება ფუნქციის დახრის წერტილს, შეიძლება ვიპოვოთ პირობიდან. გამოთვლა აჩვენებს, რომ ლორენცის ფუნქციის მეორე მომენტი უდრის.
ფსევდო-ვოიგტის ფუნქცია (2.19) იძლევა ექსპერიმენტული დიფრაქციის ასახვის საუკეთესო აღწერას გაუსის და ლორენცის ფუნქციებთან შედარებით.
ამის გათვალისწინებით, ჩვენ წარმოვადგენთ დიფრაქტომეტრის გარჩევადობის ფუნქციას, როგორც ფსევდო-ვოიგტის ფუნქციას; აღნიშვნის გასამარტივებლად, ჩვენ ვივარაუდებთ, რომ (2.19) A = 1. მაშინ
ვინაიდან გარჩევადობის ფუნქცია ლორენცისა და გაუსის ფუნქციების სუპერპოზიციაა, ნულოვანი მიახლოებით მისი სიგანე შეიძლება მიახლოებული იყოს გამოსახულებით.
თუ, მაშინ. დაე, ზოგიერთ ეფექტურ გაუსის ფუნქციას, რომლის ფართობი ემთხვევა ფსევდო-ვოიგტის ფუნქციის ფართობს, ჰქონდეს სიგანე ტოლი, მაშინ ასეთი ფუნქციის მეორე მომენტია. ამრიგად, ფსევდო-ვოიგტის გარჩევადობის ფუნქცია და ეფექტური გაუსის ფუნქცია ექვივალენტურია ნახევრად სიგანეში. ეს საშუალებას იძლევა, ნულოვანი მიახლოებით, შეცვალოს ფუნქცია (2.22) ფუნქციით
სადაც იმ პირობით, რომ .
ექსპერიმენტული ფუნქცია, რომელიც აღწერს თვითნებური დიფრაქციული არეკვლის ფორმას, არის განაწილების ფუნქციის კონვოლუცია და გარჩევის ფუნქცია (2.24), ე.ი.
(2.25)-დან ირკვევა, რომ ექსპერიმენტული ფუნქციის მეორე მომენტი . (2.26)
დიფრაქციული არეკვლის გაფართოება β გამოიხატება არეკვლის სრული სიგანით მაქსიმუმ ნახევარზე, როგორც hkl)უდრის
როგორც უკვე აღვნიშნეთ, მცირე მარცვლის ზომით, დეფორმაციისა და არაერთგვაროვნებით გამოწვეული გაფართოებები პროპორციულია წამის, ტანისა და (სინ) 2/cos-ის შესაბამისად, შესაბამისად, განსხვავებული კუთხური დამოკიდებულების გამო, სამი განსხვავებული ტიპებიგაფართოება. გასათვალისწინებელია, რომ თანმიმდევრული გაფანტვის ზონების ზომა, რომელიც განისაზღვრება განზომილებიანი გაფართოებით, შეიძლება შეესაბამებოდეს ცალკეული ნაწილაკების ზომას (კრისტალიტები), მაგრამ ასევე შეიძლება ასახავდეს ქვედომენის სტრუქტურას და ახასიათებდეს საშუალო მანძილს დაწყობის ხარვეზებს შორის ან ეფექტურს შორის. მოზაიკის ბლოკების ზომა და ა.შ. გარდა ამისა, გასათვალისწინებელია, რომ დიფრაქციული ასახვის ფორმა დამოკიდებულია არა მხოლოდ ზომაზე, არამედ ნანონაწილაკების ფორმაზეც. არაერთფაზა ნანომასალაში, დაკვირვებული დიფრაქციული ხაზების ფორმის შესამჩნევი დამახინჯება შეიძლება იყოს რამდენიმე ფაზის დიფრაქციული ასახვის სუპერპოზიციის შედეგი.
მოდით განვიხილოთ, თუ როგორ შეიძლება დაიყოს რამდენიმე განსხვავებული ფაქტორით გამოწვეული გაფართოება Zr C – Nb C სისტემის ნანოსტრუქტურირებული კარბიდის მყარი ხსნარების მაგალითის გამოყენებით. რენტგენის გამოკვლევაამ მყარი ხსნარებიდან აღმოჩნდა, რომ დიფრაქციის ანარეკლები ნიმუშების რენტგენის დიფრაქციის ნიმუშებში (ZrC) 0.46 (NbC) 0.54 მნიშვნელოვნად გაფართოვდა. ცნობილია, რომ ამ მყარ ხსნარებს აქვთ მყარ მდგომარეობაში დაშლის ტენდენცია, თუმცა, რენტგენის მონაცემებით, ნიმუშები ერთფაზიანი იყო. ანარეკლების გაფართოების (არაერთგვაროვნება, მცირე მარცვლის ზომა ან დეფორმაცია) მიზეზის დასადგენად ჩატარდა დიფრაქციის ასახვის პროფილის რაოდენობრივი ანალიზი ფსევდო-ვოიგტის ფუნქციის გამოყენებით (2.19). ანალიზმა აჩვენა, რომ ყველა დიფრაქციული ასახვის სიგანე მნიშვნელოვნად აღემატება დიფრაქტომეტრის გარჩევადობის ფუნქციის სიგანეს.
კუბურ კრისტალურ გისოსებში კრისტალებს აქვთ იგივე რიგის ზომები სამი პერპენდიკულარული მიმართულებით. ამ შემთხვევაში, კუბური სიმეტრიის მქონე კრისტალებისთვის კოეფიციენტი ანარეკლები მილერის სხვადასხვა კრისტალოგრაფიული ინდექსებით (hkl)კუბური კრისტალური გისოსი, შეიძლება გამოითვალოს ფორმულის გამოყენებით
დეფორმაციის დამახინჯება და შედეგად მიღებული ატომების არაერთგვაროვანი გადაადგილება გისოსებიდან შეიძლება წარმოიშვას, როდესაც დისლოკაციები შემთხვევით ნაწილდება ნიმუშის მოცულობაში. ამ შემთხვევაში ატომების გადაადგილება განისაზღვრება თითოეული დისლოკაციისგან გადაადგილების სუპერპოზიციით, რაც შეიძლება ჩაითვალოს პლანთაშორის მანძილების ლოკალურ ცვლილებად. სხვა სიტყვებით რომ ვთქვათ, თვითმფრინავებს შორის მანძილი მუდმივად იცვლება (d 0 -Δd)ადრე (d 0 +Δd) (d 0და Δd- პლანთაშორისი მანძილი იდეალურ კრისტალში და სიბრტყეებს შორის მანძილის საშუალო ცვლილება (hkl)მოცულობაში ვბროლი, შესაბამისად). ამ შემთხვევაში ღირებულება ε = Δd/d0არის გისოსის მიკროდეფორმაცია, რომელიც ახასიათებს ერთიანი დეფორმაციის მნიშვნელობას კრისტალზე საშუალოდ. დიფრაქციის მაქსიმუმი ბროლის რაიონებიდან შეცვლილი პლანთაშორისი მანძილით ჩნდება კუთხით , იდეალური კრისტალისთვის ოდნავ განსხვავდება o კუთხიდან და ამის შედეგად ანარეკლი ფართოვდება. ხაზების გაფართოების ფორმულა, რომელიც დაკავშირებულია გისოსების მიკროდეფორმაციასთან, შეიძლება ადვილად გამოვიდეს ვულფ-ბრაგის განტოლების დიფერენცირებით: ; .ხაზის გაფართოება ერთი მიმართულებით, პლანთაშორისი მანძილის შესაბამისი ხაზის მაქსიმუმიდან დ,როდესაც პლანთაშორისი მანძილი იცვლება +-ით Δdუდრის , და როდესაც იცვლება - (ნახ. 6 ა), რენტგენის დიფრაქტომეტრის გარჩევის ფუნქციები განისაზღვრა სპეციალურ ექსპერიმენტებში ანეილ მსხვილმარცვლოვან ნაერთებზე, რომლებსაც არ აქვთ ჰომოგენურობის რეგიონი (მარცვლის დიდი ზომა, არარსებობა დეფორმაციის დამახინჯება და ნიმუშების შემადგენლობის ჰომოგენურობა გამორიცხავდა არეკვლის გაფართოებას): ექვსკუთხა კარბიდის სილიციუმის 6H-SiC-ის ერთკრისტალი და სტექიომეტრიულ ვოლფრამის კარბიდზე WC. ნაპოვნი მნიშვნელობების შედარება; გ - ნიმუშის დიფრაქციული ანარეკლების ექსპერიმენტული გაფართოების დამოკიდებულება (ZrC) 0.46 (NbC) 0.54
Guinier A., Fournet G. რენტგენის სხივების მცირე კუთხის გაფანტვა. ნიუ-იორკ-ლონდონი: J. Wiley and Sons. შპს ჩეპმენი და ჰოლი. 1955 წ.
Ignatenko P. I., Ivanitsyn N. P. რეალური კრისტალების რენტგენის დიფრაქცია. - დონეცკი: DSU, 2000. – 328 გვ.
Rusakov, A. A. ლითონების რენტგენოგრაფია - M.: Atomizdat, 1977. - 479 გვ.
გუსევი ა.ი. ნანომასალები, ნანოსტრუქტურები, ნანოტექნოლოგიები. – M.: FIZMATLIT, 2005. – 416გვ.
ეძღვნება რენტგენის დიფრაქციის აღმოჩენის 100 წლისთავს
რენტგენის სხივების უკან გაფანტვა (დიფრაქცია ბრაგის კუთხით i/2)
© 2012 V.V. ლიდერი
კრისტალოგრაფიის ინსტიტუტი RAS, მოსკოვი ელ. [ელფოსტა დაცულია]რედაქტორის მიერ მიღებულია 2011 წლის 29 სექტემბერს.
განხილულია რენტგენის უკუგაფანტვის გამოყენების შესაძლებლობები რენტგენის ოპტიკასა და მეტროლოგიაში, ასევე კრისტალური ობიექტების სტრუქტურული დახასიათებისთვის. სხვადასხვა ხარისხითსრულყოფილება.
შესავალი
1. რენტგენის ზურგის გაფანტვის თავისებურებები
2. ზურგის გაფანტვის ექსპერიმენტული განხორციელება
3. მაღალი გარჩევადობის რენტგენის ოპტიკა, რომელიც დაფუძნებულია უკანა გაფანტვაზე
3.1. მონოქრომატები
3.2. ანალიზატორები
3.3. ბროლის ღრუ
3.3.1. ბროლის ღრუ თანმიმდევრული სხივის ფორმირებისთვის
3.3.2. ბროლის ღრუ დროის გადაწყვეტის ექსპერიმენტებისთვის
3.3.3. ბროლის ღრუ რენტგენის გარეშე ელექტრონულ ლაზერისთვის
3.3.4. Fabry-Pero რენტგენის რეზონატორი
3.3.4.1. რეზონატორის თეორია
3.3.4.2. რეზონატორის დანერგვა
3.3.4.3. რეზონატორის შესაძლო გამოყენება
4. მასალები მონოქრომატორებისა და ბროლის სარკეებისთვის
5. უკანა გაფანტვის გამოყენება კრისტალების სტრუქტურული დახასიათებისთვის
5.1. ბროლის გისოსების პარამეტრების და y-გამოსხივების წყაროების ტალღის სიგრძის ზუსტი განსაზღვრა
5.2. OR-ის გამოყენება არასრულყოფილი (მოზაიკის) კრისტალების შესასწავლად
დასკვნა
შესავალი
რენტგენის (XR) გაფანტვის დინამიური თეორიიდან ცნობილია, რომ სრულყოფილი ბროლის რენტგენის სხივების დიფრაქციული ასახვის მრუდის (DRC) სიგანე მოცემულია ფორმულით.
ω = 2C |%Ar|/j1/281P20. (1)
აქ 0 არის ბრაგის კუთხე, %br არის ბროლის პოლარიზაციის ფურიეს კომპონენტის რეალური ნაწილი, პოლარიზაციის ფაქტორი C = 1 გაფანტვის სიბრტყის პერპენდიკულარულად პოლარიზებული ტალღის ველის კომპონენტებისთვის (st-პოლარიზაცია) და C = eo820. ამ სიბრტყეში პოლარიზებული კომპონენტებისთვის (i- პოლარიზაცია); b = y(/ye - ბრაგის ასახვის ასიმეტრიის კოეფიციენტი, y;, ye - ინციდენტის და დიფრაქციული რადარების მიმართულების კოსინუსები, შესაბამისად, (y = 8m(0 - φ), yе = = (0 + φ), φ - ამრეკლავი სიბრტყეების დახრილობის კუთხე ბროლის ზედაპირზე, რომელიც შეიძლება იყოს დადებითი ან უარყოფითი ბრაგის გეომეტრიაში |< 0, а в случае Лауэ |ф| > 0).
Xng ^ 10-5-დან რენტგენის დიფრაქცია ხდება ძალიან ვიწრო კუთხური ინტერვალით, რომელიც არ აღემატება რამდენიმე რკალის წამს. ეს ფაქტი, ისევე როგორც რენტგენის სხივის სიგანის დამოკიდებულება ასიმეტრიის კოეფიციენტზე, ფართოდ გამოიყენება რენტგენის სხივების ფორმირებისთვის მრავალკომპონენტიანი რენტგენის ოპტიკური სისტემების შესაქმნელად (როგორც ლაბორატორიული გამოსხივების წყაროების, ასევე სინქროტრონის გამოსხივების გამოყენებით. (SR)) მითითებული პარამეტრებით. ერთ-ერთი მთავარი პარამეტრი არის სხივის სპექტრული განსხვავება. ცნობილია მულტიკრისტალური მონოქრომატორის დიზაინი, რომელიც იყენებს მინიმუმ ორი ოპტიკური ელემენტის ანტიპარალელური დიფრაქციის გეომეტრიას და უზრუნველყოფს რამდენიმე მილიელექტრონვოლტის ტოლი გამტარუნარიანობას. სხივის მონოქრომატულობის ასეთი მაღალი ხარისხი აუცილებელია, მაგალითად, ექსპერიმენტების ჩასატარებლად არაელასტიურ და ბირთვულ რეზონანსულ გაფანტვაზე. თუმცა, გამოყენებული დისპერსიული დიფრაქციის სქემა იწვევს რენტგენის სხივის ინტენსივობის მნიშვნელოვან დაკარგვას მონოქრომატორის გამოსავალზე, რამაც შეიძლება გაართულოს ექსპერიმენტი.
Backscattering (BS) პირველად განიხილებოდა დინამიური თეორიის თვალსაზრისით
ბრინჯი. 1. დუმონდის დიაგრამა რეგიონისთვის 0 «p/2; - ბროლის მიღების კუთხე.
რენტგენის დიფრაქცია სრულყოფილ კრისტალზე კორას და მაცუშიტას მიერ 1972 წელს. ნაშრომში აღინიშნა ორი საინტერესო თვისებებიან: ბრაგის კუთხე 90°-ს უახლოვდება, ბროლის სპექტრული გადაცემის ზოლი მკვეთრად მცირდება, ხოლო მისი DDR მკვეთრად იზრდება. ამრიგად, გაიხსნა შესაძლებლობა შექმნათ რენტგენის მაღალი დიაფრაგმის ოპტიკა მაღალი ენერგიის რეზოლუციით OR-ზე დაფუძნებული. 80-იან წლებში მკვეთრად გაიზარდა ინტერესი OR-ის მიმართ. შემდგომში გაჩნდა პუბლიკაციების დიდი რაოდენობა, რომლებიც ეძღვნებოდა რენტგენის ზურგის გაფანტვის გამოყენებას მაღალი გარჩევადობის რენტგენის ოპტიკაში, მეტროლოგიაში, აგრეთვე სხვადასხვა კრისტალური ობიექტების სტრუქტურულ დახასიათებას. მუშაობს OR და ფაბრი-პეროს რეზონატორების თეორიაზე, ექსპერიმენტული გამოყენებამონოქრომატორები და სფერული ანალიზატორები, კრისტალური გისოსების პარამეტრების ზუსტი განსაზღვრა და რამდენიმე y-გამოსხივების წყაროს ტალღის სიგრძე განხილულია წიგნში Yu.V. შვიდკო და მისი დისერტაციები. კრისტალების ზედაპირული რეგიონის კვლევები OR გეომეტრიაში დგომის რენტგენის ტალღების (რენტგენის ტალღების) მეთოდის გამოყენებით გაერთიანდა D.P. ვუდროფი მიმოხილვებში.
ამ ნაშრომის მიზანია რენტგენის უკუღმა გაბნევის გამოყენების სხვადასხვა შესაძლებლობის აღწერის მცდელობა, როგორც პუბლიკაციებზე, ისე მათზე, რომლებიც არ იყო მათში და გამოჩნდა 2004 წლის შემდეგ.
1. რენტგენის ზურგის გაფანტვის თავისებურებები
XRL რეფრაქციის გათვალისწინებით, შეიცვლება ვულფ-ბრაგის განტოლების ჩაწერის „ტრადიციული“ ფორმა (k = 2dsin0, სადაც k არის XRL ტალღის სიგრძე, d არის ბროლის პლანთაშორისი მანძილი).
k(1 + w) = 2d sin 0, (2)
სადაც w = - X0r (d/k)2(1 + 1/b) (X0r არის უარყოფითი მნიშვნელობა).
რენტგენის ოპტიკური კრისტალური ელემენტის დამახასიათებელი ორი პარამეტრია ენერგიის (სპექტრული) გარჩევადობა (AE)k/E და ჩაქრობის სიგრძე A:
(AE)k/E = w ctg e = C|xJ/b1/2sin2e, (3)
L = ჩემი/დიახ)1/2/lxJ. (4)
OR e « p/2, შესაბამისად, C « 1, b « 1, (Y/Ye)1/2 ~ cosph. შემდეგ (2)-(4) მიიღებს ფორმას:
X(1 + w) « 2d (1 - s2/2), (5)
(AE)k/E «S, (6)
სადაც β არის ნახევარკუთხედი დარტყმასა და დიფრაქციულ რენტგენის სხივებს შორის: β =
(6) და (7) კომბინაციით და ვივარაუდოთ, რომ X «2d, მივიღებთ:
(AE)k/E «d/pl = 1/nNd, (8)
სადაც Nd არის ამრეკლი სიბრტყეების რაოდენობა, რომლებიც „ჯდება“ ჩაქრობის სიგრძეში.
ამრიგად, ენერგიის გარჩევადობა უკუპროპორციულია დიფრაქციული შაბლონის ფორმირების ამრეკლავი სიბრტყეების ეფექტური რაოდენობის. ვინაიდან კრისტალში დეფორმაციის გრადიენტის არსებობა იწვევს გადაშენების სიგრძის შემცირებას, ბროლის არასრულყოფილების ხარისხი შეიძლება ვიმსჯელოთ ენერგეტიკული გარჩევადობის გადახრის სიდიდით მისი ტაბულური (თეორიული) მნიშვნელობიდან.
რენტგენის ენერგიის მატებასთან ერთად იზრდება გადაშენების სიგრძე და, შედეგად, ენერგიის გარჩევადობა მცირდება. E « 14 კევ-სთვის, ჩაქრობის სიგრძეა 10-100 μm, შესაბამისად (AE)k/E «10-6-10-7, რაც შეესაბამება (AE)k «« 1-10 მევ (ცხრილი 1).
მიმღები კუთხის გამოხატულება (DW სიგანე) შეიძლება მიღებულ იქნას (5), (6) და ნახ. 1:
10 = 2 (lXhrl) 1/2. (9)
(რენტგენის გაფანტვის დინამიურ თეორიაზე დაფუძნებული (9)-ის მკაცრი წარმოშობა გვხვდება).
გერმანიუმის ბროლის (620) ასახვისთვის და Co^a1 გამოსხივების რენტგენის უკუს გაბნევაზე ექსპერიმენტული დაკვირვების მიხედვით, DCR-ის გაზომილი სიგანე უდრის 35 რკალს. min, რაც დაახლოებით 3 რიგით მეტია ω/-ის მნიშვნელობაზე e-სთვის< < 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. ზურგის გაფანტვის ექსპერიმენტული განხორციელება
მცირე კუთხური მანძილი პირველად და დიფრაქციულ სხივებს შორის ქმნის პრობლემას ამ უკანასკნელის რეგისტრაციაში, რადგან მისი ტრაექტორია
ანალიზატორი(ები) 81^13 13) დეტექტორი
ორკრისტალური პრემონოქრომატორი 81 (111)
Monochromator 81 (13 13 13)
მონოქრომატორის იონიზაციის ნიმუში (დ) კამერა
მყარი მდგომარეობა
დეტექტორის დეტექტორი
ბრინჯი. 2. OR (a, c, d) შესწავლის ექსპერიმენტული სადგურების სქემები, Ge (b) და საფირონის (e) გისოსების პარამეტრის განსაზღვრა, SRV ტალღის ველის შესწავლა OR (f) მდგომარეობაში, გამოყენებით. სხვადასხვა გზები EO-ს რეგისტრაცია; ბ: 1 - პრემონოქრომატორი, 2 - სიბრტყე-პარალელური დეფლექტორი, 2 - სოლი ფორმის დეფლექტორი, 3 - თერმოსტირებული ნიმუში, 4 - დეტექტორი; d: M - პრემონოქრომატორი, E - Fe57 ფოლგა, B - გამჭვირვალე დროის გამხსნელი დეტექტორი; ე: 1 - პრემონოქრომატორი, 2 - პირველი ბროლის რეფლექტორი, 3 - მეორე (თერმოსტაბილი) რეფლექტორი, რომელიც არის როგორც ანალიზატორი, ასევე CCD დეტექტორი, 4 - ფოტოფილმი, 5 - დეტექტორი. სიცხადისთვის, პირველადი და მიმოფანტული სხივები გამოყოფილია (c, d).
შეიძლება დაბლოკოს რენტგენის წყარო (წინასწარი მონოქრომატორი) ან დეტექტორი. პრობლემის მოგვარების რამდენიმე გზა არსებობს.
პირველი არის ექსპერიმენტული სადგურის კვანძებს შორის მანძილის გაზრდა (მაგალითად, ოპტიკურ ელემენტს შორის, რომელიც უზრუნველყოფს
რენტგენის უკანა გაფანტვის გამოვლენა და დეტექტორი). ერთ-ერთი ასეთი სადგური ევროპის სინქროტრონის დაწესებულებაში (ESRF) აღწერილია. წინასწარი მონოქრომატორი 81 (111) და მონოქრომატორი 81(13 13 13) (ნახ. 2a) შორის დიდი მანძილის გამო, შესაძლებელი გახდა ბრაგის კუთხის 89,98° მიღება E = 25,7 კევ-სთვის.
<111> ■■-
ბრინჯი. 3. სხივის ბილიკი მონობლოკის მონოქრომატორში.
მონოქრომატულ მკლავებს შორის მანძილზე
197 მმ, ასახვისთვის 81(777) და E = 13,84 კევ, ბრაგის შემზღუდველი კუთხე არის 89,9°.
ლაბორატორიული ექსპერიმენტული დაყენებისთვის, ოპტიკურ ელემენტებს შორის მანძილის გაზრდა ხშირად რთულია. მაშასადამე, რადარის უკანა გაფანტვის განხორციელების კიდევ ერთი შესაძლებლობა არის პირველადი და დიფრაქციული სხივების „განცალკევება“. მარცხნივ ნახ. სურათი 2b გვიჩვენებს ექსპერიმენტის დიაგრამას გერმანიუმის გისოსის პარამეტრის დასადგენად. აქ, დეფლექტორი 2, რომელიც არის თხელი სიბრტყის პარალელური კრისტალური ფირფიტა, ასახავს წინასწარ მონოქრომატიზებულ რენტგენის სხივს 3 ნიმუშზე, მაგრამ 2e > udef-ზე (უდეფ არის დეფლექტორის მიმღების კუთხე) ის გამჭვირვალეა. დიფრაქციული სხივი. ამ შემთხვევაში, დეტექტორისთვის 4, კუთხის დიაპაზონი არის 2e< юдеф является "мертвой зоной". Для того чтобы рассеянные РЛ регистрировались детектором при е = 0, в предложено использовать в качестве дефлектора клиновидный кристалл 2 (მარჯვენა ნაწილიბრინჯი. 2ბ). შემდეგ, რენტგენის რეფრაქციის შესწორების გამო, ბრაგის კუთხეები ამისთვის სხვადასხვა მხარეებიდეფლექტორი (რომელიც ამ სქემაში ასევე შეიძლება იყოს ანალიზატორი), შესაბამისად (2),
Blagov A.E., KOVALCHUK M.V., KON V.G., PISAREVSKY Y.V., PROSEKOV P.A. - 2010 წ
Irzhak D. V., ROSCHUPKIN D. V., SNIGIREV A. A., SNIGIREVA I. I. - 2011 წ.
BLAGOV A.E., KOVALCHUK M.V., KON V.G., MUKHAMEDHANOV E.KH., PISAREVSKY Y.V., PROSEKOV P.A. - 2011 წელი
