Erinevalt paljudest tol ajal laialt levinud spekulatsioonidest aatomi ehituse kohta põhines Thomsoni mudel füüsikalistel faktidel, mis mitte ainult ei õigustanud mudelit, vaid andsid ka teatud viiteid aatomis olevate kehakeste arvu kohta. Esimene selline fakt on röntgenikiirguse hajumine või, nagu Thomson ütles, sekundaarsete röntgenikiirte teke. Thomson peab röntgenikiirgust elektromagnetilisteks pulsatsioonideks. Kui sellised pulsatsioonid langevad elektrone sisaldavatele aatomitele, kiirgavad elektronid kiirendatud liikumisse, nagu on kirjeldatud Larmori valemiga. Ajaühikus elektronide poolt ruumalaühikus emiteeritud energia hulk on

kus N on elektronide (kehade) arv ruumalaühikus. Teisest küljest elektroni kiirendus

kus E p on primaarkiirguse väljatugevus. Seetõttu on hajutatud kiirguse intensiivsus

Kuna Poyntingi teoreemi järgi langeva kiirguse intensiivsus on võrdne

siis hajutatud energia ja primaarenergia suhe

Charles Glover Barkla, kes sai 1917. aastal Nobeli preemia iseloomulike röntgenikiirte avastamise eest, oli 1899.–1902. "teadusüliõpilasena" (aspirandina) Thomsoni juures Cambridge'is ja siin tekkis tal huvi röntgenikiirte vastu. 1902. aastal oli ta Liverpooli ülikooli kolledži õppejõud ja siin avastas 1904. aastal sekundaarset röntgenikiirgust uurides selle polarisatsiooni, mis oli täielikult kooskõlas Thomsoni teoreetiliste ennustustega. 1906. aasta viimases katses põhjustas Barkla süsinikuaatomite poolt primaarkiire hajutamise. Hajutatud kiir langes primaarse kiirega risti ja hajus siin jälle süsiniku poolt. See tertsiaarne kiir oli täielikult polariseeritud.

Uurides valgusaatomitelt röntgenikiirguse hajumist, leidis Barkla 1904. aastal, et sekundaarsete kiirte iseloom on sama, mis primaarsetel. Sekundaarse kiirguse ja primaarse kiirguse intensiivsuse suhte jaoks leidis ta primaarsest kiirgusest sõltumatu väärtuse, mis on võrdeline aine tihedusega:

Thomsoni valemist

Kuid tihedus \u003d n A / L, kus A on aatomi aatommass, n on aatomite arv 1 cm 3, L - Avogadro number. Järelikult

Kui panna aatomis olevate kehakeste arv võrdseks Z-ga, siis N = nZ ja

Kui asendada väärtused e, m, L selle avaldise parema poolega, leiame K. 1906. aastal, kui arvud e ja m ei olnud täpselt teada, leidis Thomson Barkle'i õhumõõtmiste põhjal, et Z=A, st aatomis olevate kehakeste arv on võrdne aatomi massiga. Barkle'i poolt 1904. aastal kergete aatomite jaoks saadud K väärtus oli K = 0,2. Kuid 1911. aastal sai Barclay, kasutades Buchereri täiustatud andmeid e / m kohta, e ja L väärtused. Rutherford Ja Geiger, sain K = 0,4, ja seega Z = 1/2. Nagu hiljem selgus, püsib see seos hästi kergete tuumade piirkonnas (v.a vesinik).

Thomsoni teooria aitas lahendada mitmeid probleeme, kuid jättis veel palju küsimusi lahendamata. Otsustava löögi sellele mudelile andsid Rutherfordi katsed 1911. aastal, millest tuleb juttu hiljem.

Jaapani füüsik pakkus 1903. aastal välja sarnase aatomi rõngamudeli Nagaoka. Ta pakkus välja, et aatomi keskmes on positiivne laeng, mille ümber tiirlevad elektronide rõngad nagu Saturni rõngad. Tal õnnestus välja arvutada võnkeperioodid, mida sooritavad elektronid, mille orbiidil on kerge nihe. Sel viisil saadud sagedused kirjeldasid enam-vähem ligikaudselt teatud elementide spektrijooni*.

* (Samuti tuleb märkida, et aatomi planetaarmudel pakuti välja 1901. aastal. J. Perrin. Seda oma katset mainis ta 11. detsembril 1926 peetud Nobeli loengus.)

25. septembril 1905 tegi V. Win Saksa loodusuurijate ja arstide 77. kongressil elektronide kohta ettekande. Selles aruandes ütles ta muuhulgas järgmist: "Elektroonika teooria jaoks on suureks raskuseks ka spektrijoonte selgitamine, kuna iga element vastab teatud spektrijoonte rühmale, mida ta olekus kiirgab. luminestsentsi, siis peab iga aatom esindama muutumatut süsteemi. Lihtsaim viis oleks mõelda aatomile kui planeedisüsteemile, mis koosneb positiivselt laetud tsentrist, mille ümber tiirlevad negatiivsed elektronid nagu planeedid.Kuid selline süsteem ei saa olla muutumatu elektronide kiiratava energia tõttu.Seega oleme sunnitud pöörduma süsteemi poole, milles elektronid on suhtelises puhkeolekus või nende kiirus on tühine – esitus, milles on palju kahtlusi.

Need kahtlused suurenesid veelgi, kui avastati kiirguse ja aatomite uued salapärased omadused.

Kell kõrgepingel töötamine, nagu ka tavapäraste pingetega röntgenpildistamisel, on hajutatud röntgenkiirguse vastu võitlemiseks vaja kasutada kõiki teadaolevaid meetodeid.

Kogus hajutatud röntgenikiirgus väheneb kiiritusvälja vähenemisega, mis saavutatakse töötava röntgenikiire läbimõõdu piiramisega. Kiiritusvälja vähenemisega omakorda paraneb röntgenpildi eraldusvõime, st väheneb silma poolt määratud detaili minimaalne suurus. Vahetatavaid diafragmasid või torusid kasutatakse ikka veel ebapiisavalt, et piirata läbimõõdus röntgenikiirte töövõimet.

Summa vähendamiseks hajutatud röntgenikiirgus võimaluse korral tuleks rakendada kompressiooni. Kompressiooniga väheneb uuritava objekti paksus ja loomulikult jääb hajutatud röntgenikiirguse tekkekeskusi vähemaks. Kompressiooniks kasutatakse spetsiaalseid surverihmasid, mis kuuluvad röntgendiagnostika seadmete komplekti, kuid neid ei kasutata sageli.

Hajutatud kiirguse hulk väheneb röntgentoru ja filmi vahelise kauguse suurenedes. Selle kauguse suurendamisega ja sobiva diafragmeerimisega saadakse vähem lahknev röntgenikiir. Röntgentoru ja filmi vahelise kauguse suurendamisel on vaja kiirgusvälja vähendada minimaalse võimaliku suuruseni. Sel juhul ei tohiks uuritavat ala "ära lõigata".

Sel eesmärgil viimastel struktuurid Röntgendiagnostika seadmed on varustatud valgustsentralisaatoriga püramiidtoruga. Selle abiga on võimalik mitte ainult piirata filmitavat ala, et parandada röntgenpildi kvaliteeti, vaid ka välistada nende inimkeha osade ülemäärane kokkupuude, mis ei allu radiograafiale.

Summa vähendamiseks hajutatud röntgenikiirgus uuritava objekti osa peaks olema võimalikult lähedal röntgenfilmile. See ei kehti röntgenpildi otsese suurendusega röntgenkiirguse särituse kohta. Otsese suurendusega radiograafias ei jõua hajutatud uuring peaaegu et röntgenkiirte filmini.

Kasutatud liivakotte kohustab Uuritava objekti osa peaks asuma kassetist kaugemal, kuna liiv on hea keskkond hajuvate röntgenikiirte tekkeks.

Kui radiograafia toodetud lauale ilma sõelumisresti kasutamata, kasseti või kilega ümbriku alla tuleks asetada võimalikult suur pliikummi leht.
Imendumiseks hajutatud röntgenikiirgus kasutatakse skriiningröntgenreste, mis neelavad neid kiiri inimkehast väljudes.

Tehnoloogia valdamine röntgenikiirte tootmine kõrgendatud pingete juures röntgentorus on just see tee, mis viib meid lähemale ideaalsele röntgenpildile, st sellisele pildile, kus nii luud kui pehmed kuded on detailselt selgelt nähtavad.

Meie poolt arvesse võetud suhted peegeldavad röntgenikiirguse sumbumise protsessi kvantitatiivset külge. Peatugem lühidalt protsessi kvalitatiivsel poolel ehk nendel füüsilistel protsessidel, mis põhjustavad nõrgenemist. See on esiteks neeldumine, st. röntgenikiirguse energia muundamine muudeks energialiikideks ja teiseks hajumine, s.o. kiirguse levimissuuna muutmine ilma lainepikkust muutmata (klassikaline Thompsoni hajumine) ja lainepikkuse muutmisega (kvanthajumine ehk Comptoni efekt).

1. Fotoelektriline neeldumine. Röntgenikvandid võivad aineaatomite elektronkihtidest elektrone välja tõmmata. Neid nimetatakse tavaliselt fotoelektroniteks. Kui langevate kvantide energia on väike, löövad nad aatomi väliskestelt elektronid välja. Fotoelektronidele on antud suur kineetiline energia. Energia suurenedes hakkavad röntgenikvandid interakteeruma aatomi sügavamatel kestadel paiknevate elektronidega, milles tuumaga seondumise energia on suurem kui väliskesta elektronidel. Sellise interaktsiooni korral neeldub peaaegu kogu langevate röntgenfootonite energia ja osa fotoelektronidele eralduvast energiast on väiksem kui esimesel juhul. Lisaks fotoelektronide ilmumisele eralduvad sel juhul iseloomuliku kiirguse kvantid elektronide ülemineku tõttu kõrgematelt tasemetelt tuumale lähemal asuvatele tasemetele.

Seega tekib fotoelektrilise neeldumise tulemusena antud ainele iseloomulik spekter - sekundaarne iseloomulik kiirgus. Kui K-kestast väljutatakse elektron, siis tekib kiiritavale ainele omane kogu joonspekter.

Riis. 2.5. Neeldumisteguri spektraalne jaotus.

Vaatleme fotoelektrilisest neeldumisest tulenevat massineeldumisteguri t/r muutust sõltuvalt langeva röntgenikiirguse lainepikkusest l (joonis 2.5). Kõvera katkestusi nimetatakse neeldumishüpeteks ja neile vastavat lainepikkust neeldumispiiriks. Iga hüpe vastab aatomi K, L, M jne teatud energiatasemele. l gr juures on röntgenkvanti energia piisav, et sellelt tasemelt elektron välja lüüa, mille tulemusena suureneb järsult antud lainepikkusega röntgenfootonite neeldumine. Lühim lainepikkuse hüpe vastab elektroni eemaldamisele K-tasemelt, teise L-tasemelt jne. L- ja M-piiride keeruline struktuur on tingitud mitme alamtasandi olemasolust nendes kestades. Röntgenkiirte puhul, mille lainepikkus on mõnevõrra suurem kui l gr, ei piisa kvantide energiast elektroni väljatõmbamiseks vastavast kestast, aine on selles spektripiirkonnas suhteliselt läbipaistev.

Neeldumisteguri sõltuvus l-st ja Z fotoelektriline efekt on määratletud järgmiselt:

t / r \u003d Сl 3 Z 3 (2.11)

kus C on proportsionaalsuskoefitsient, Z on kiiritatud elemendi seerianumber, t/r on massi neeldumistegur, l on langeva röntgenikiirguse lainepikkus.

See sõltuvus kirjeldab joonisel 2.5 kujutatud kõvera lõike neeldumishüpete vahel.

2. Klassikaline (koherentne) hajumine selgitab hajumise laineteooriat. See toimub juhul, kui röntgenikvant interakteerub aatomi elektroniga ja kvanti energiast ei piisa elektroni sellelt tasemelt välja tõmbamiseks. Sellisel juhul põhjustavad röntgenikiirgus klassikalise hajutusteooria kohaselt aatomite seotud elektronide sundvõnkumisi. Võnkuvad elektronid, nagu kõik võnkuvad elektrilaengud, muutuvad elektromagnetlainete allikaks, mis levivad igas suunas.

Nende sfääriliste lainete interferents toob kaasa difraktsioonimustri ilmnemise, mis on loomulikult seotud kristalli struktuuriga. Seega on koherentne hajumine see, mis võimaldab saada difraktsioonimustreid, mille põhjal saab hinnata hajuva objekti struktuuri. Klassikaline hajumine tekib siis, kui pehme röntgenkiirgus lainepikkusega üle 0,3 Å läbib keskkonda. Ühe aatomi hajumisjõud on võrdne:

, (2.12)

ja üks gramm ainet

kus I 0 on langeva röntgenkiire intensiivsus, N on Avogadro arv, A on aatommass, Z on aine seerianumber.

Siit leiate klassikalise hajumise massiteguri s cl /r, kuna see on võrdne P / I 0 või .

Asendades kõik väärtused, saame .

Kuna enamik elemente Z/[e-postiga kaitstud],5 (va vesinik), siis

need. klassikalise hajumise massitegur on kõigi ainete puhul ligikaudu sama ega sõltu langevate röntgenikiirte lainepikkusest.

3. Kvant- (ebakoherentne) hajumine. Kui aine interakteerub kõva röntgenkiirgusega (lainepikkus alla 0,3 Å), hakkab kvanthajumine mängima olulist rolli, kui täheldatakse hajutatud kiirguse lainepikkuse muutumist. Seda nähtust ei saa seletada laineteooriaga, küll aga kvantteooriaga. Kvantteooria järgi võib sellist interaktsiooni pidada röntgenkvantide elastse kokkupõrke tulemuseks vabade elektronidega (väliskestade elektronidega). Röntgenikiirguse kvantid annavad osa oma energiast nendele elektronidele ja panevad need minema teistele energiatasemetele. Energiat saanud elektrone nimetatakse tagasilöögielektronideks. Sellise kokkupõrke tulemusel hn 0 energiaga röntgenkvandid kalduvad algsest suunast nurga y võrra ja nende energia hn 1 võrra väiksem kui langeva kvanti energia. Hajukiirguse sageduse vähenemise määrab seos:

hn 1 \u003d hn 0 - E otd, (2.15)

kus E rec on tagasilöögielektroni kineetiline energia.

Teooria ja kogemus näitavad, et sageduse või lainepikkuse muutus kvanthajumise ajal ei sõltu elemendi järgarvust Z, kuid oleneb hajumise nurgast y. Kus

l y - l 0 = l = ×(1 - cos y) @ 0,024 (1 - hubane) , (2,16)

kus l 0 ja l y on röntgenikiirguse kvanti lainepikkus enne ja pärast hajumist,

m 0 on elektroni mass puhkeolekus, c on valguse kiirus.

Valemitest on näha, et hajumisnurga kasvades suureneb l 0-lt (y = 0° juures) 0,048 Å-ni (y = 180° juures). Pehmete kiirte puhul, mille lainepikkus on umbes 1 Å, on see väärtus väike protsent, umbes 4–5%. Kuid kõvade kiirte puhul (l = 0,05–0,01 Å) tähendab lainepikkuse muutus 0,05 Å võrra l-i muutust poole võrra või isegi mitu korda.

Tulenevalt asjaolust, et kvanthajumine on ebaühtlane (l on erinev, peegeldunud kvanti levinurk on erinev, hajuvate lainete levimisel kristallvõre suhtes puudub range regulaarsus), on järjestus paigutuses. aatomid ei mõjuta kvanthajutuse olemust. Need hajutatud röntgenikiired osalevad radiograafia üldise tausta loomisel. Teoreetiliselt saab välja arvutada tausta intensiivsuse sõltuvuse hajumisnurgast, millel puudub praktiline rakendus röntgendifraktsioonanalüüsis, sest Taustal on mitu põhjust ja selle üldist väärtust ei ole lihtne välja arvutada.

Meie poolt vaadeldavad fotoelektroonilise neeldumise, koherentse ja ebajärjekindla hajumise protsessid määravad peamiselt röntgenkiirte sumbumise. Lisaks neile on võimalikud ka muud protsessid, näiteks elektron-positroni paaride moodustumine röntgenikiirguse interaktsiooni tulemusena aatomituumadega. Kõrge kineetilise energiaga primaarsete fotoelektronide, samuti primaarse röntgenfluorestsentsi mõjul võivad tekkida sekundaarsed, tertsiaarsed jne. iseloomulik kiirgus ja vastavad fotoelektronid, kuid väiksema energiaga. Lõpuks suudab osa fotoelektrone (ja osalt ka tagasilöögielektrone) ületada aine pinnal oleva potentsiaalibarjääri ja sealt välja lennata, s.t. võib esineda väline fotoelektriline efekt.

Kõigil märgitud nähtustel on aga röntgenikiirguse sumbumise koefitsiendile palju väiksem mõju. Tavaliselt struktuurianalüüsis kasutatavate röntgenikiirte puhul, mille lainepikkus on kümnendikest kuni angströmiühikuteni, võib kõik need kõrvalmõjud tähelepanuta jätta ja eeldada, et primaarse röntgenkiire nõrgenemine toimub ühelt poolt hajumine ja teisalt neeldumisprotsesside tulemusena. Seejärel võib sumbumiskoefitsiendi esitada kahe koefitsiendi summana:

m/r = s/r + t/r, (2,17)

kus s/r on massihajumistegur, mis võtab arvesse koherentsest ja ebajärjekindlast hajumisest tingitud energiakadusid; t/r on massi neeldumistegur, mis võtab arvesse peamiselt fotoelektrilisest neeldumisest ja iseloomulike kiirte ergastusest tingitud energiakadusid.

Neeldumise ja hajumise panus röntgenkiire sumbumisse ei ole samaväärne. Struktuurianalüüsis kasutatavate röntgenikiirte puhul võib ebajärjekindlat hajumist tähelepanuta jätta. Kui võtta arvesse, et ka koherentse hajumise väärtus on väike ja ligikaudu konstantne kõikide elementide puhul, siis võib eeldada, et

m/r » t/r , (2,18)

need. et röntgenkiire nõrgenemise määrab peamiselt neeldumine. Sellega seoses kehtivad massi sumbumise koefitsiendi puhul ülalpool käsitletud seadused fotoelektrilise efekti massi neeldumisteguri kohta.

Kiirguse valik . Neeldumis- (summutus)koefitsiendi sõltuvuse olemus lainepikkusest määrab struktuuriuuringutes teatud määral kiirguse valiku. Tugev neeldumine kristallis vähendab oluliselt difraktsioonilaikude intensiivsust röntgenpildis. Lisaks valgustab kilet tugeva neeldumise korral tekkiv fluorestsents. Seetõttu on kahjumlik töötada lainepikkustel, mis on veidi lühemad kui uuritava aine neeldumispiir. Seda saab hõlpsasti mõista joonisel fig. 2.6.

1. Kui uuritava ainega samadest aatomitest koosnev anood kiirgab, siis saame selle neeldumispiiriks näiteks

Joon.2.6. Röntgenikiirguse intensiivsuse muutus aine läbimisel.

Kristalli neeldumise K-serv (joonis 2.6, kõver 1) nihkub sellele iseloomuliku kiirguse suhtes veidi spektri lühilainepikkuse piirkonda. See nihe on suurusjärgus 0, 01–0, 02 Å joonspektri servajoonte suhtes. See toimub alati sama elemendi emissiooni ja neeldumise spektraalses asendis. Kuna neeldumishüpe vastab energiale, mis tuleb kulutada elektroni eemaldamiseks väljaspool aatomit asuvat nivoo, siis K-seeria kõige kõvem joon vastab üleminekule K-tasemele aatomi kõige kaugemalt tasemelt. On selge, et elektroni aatomist väljatõmbamiseks vajalik energia E on alati mõnevõrra suurem kui see, mis vabaneb, kui elektron liigub kõige kaugemalt tasemelt samale K-tasemele. Jooniselt fig. 2.6 (kõver 1) järeldub, et kui uuritav anood ja kristall on sama aine, siis kõige intensiivsem iseloomulik kiirgus, eriti jooned K a ja K b , asub kristalli nõrga neeldumise piirkonnas. neeldumise piir. Seetõttu on sellise kiirguse neeldumine kristalli poolt väike ja fluorestsents nõrk.

2. Kui võtame anoodi, mille aatomnumber Z 1 rohkem kui uuritud kristall, siis nihkub selle anoodi kiirgus vastavalt Moseley seadusele mõnevõrra lühikese lainepikkuse piirkonda ja paikneb sama uuritava aine neeldumispiiri suhtes, nagu on näidatud joonisel fig. 2.6, kõver 2. Siin neeldub K b - joon, mille tõttu tekib fluorestsents, mis võib pildistamist segada.

3. Kui aatomarvude erinevus on 2-3 ühikut Z, siis nihkub sellise anoodi emissioonispekter veelgi rohkem lühilaine piirkonda (joonis 2.6, kõver 3). See juhtum on veelgi ebasoodsam, kuna esiteks on röntgenikiirgus tugevalt nõrgenenud ja teiseks valgustab filmi pildistamise ajal tugev fluorestsents.

Seetõttu on sobivaim anood, mille iseloomulik kiirgus asub uuritava proovi nõrga neeldumise piirkonnas.

Filtrid. Meie poolt käsitletud selektiivse neeldumise efekti kasutatakse laialdaselt spektri lühilainepikkuse osa nõrgendamiseks. Selleks asetatakse kiirte teele mitme sajandiku paksune foolium. mm. Foolium on valmistatud ainest, mille seerianumber on 1–2 ühikut väiksem kui Z anood. Sel juhul jääb fooliumi neeldumisriba serv vastavalt joonisele 2.6 (kõver 2) K a - ja K b - emissioonijoonte vahele ning K b - joon, samuti pidev spekter olla tugevasti nõrgenenud. K b sumbumine võrreldes K a -kiirgusega on umbes 600. Seega oleme a-kiirgusest välja filtreerinud b-kiirguse, mille intensiivsus peaaegu ei muutu. Filtriks võib olla materjalist foolium, mille seerianumber on 1–2 ühikut väiksem Z anood. Näiteks kui töötate molübdeenkiirgusega ( Z= 42), võib tsirkoonium olla filtrina ( Z= 40) ja nioobium ( Z= 41). Sarjas Mn ( Z= 25), Fe( Z= 26), Co( Z= 27) iga eelnev element võib olla filtrina järgmise jaoks.

On selge, et filter peab asuma väljaspool kambrit, kuhu kristall võetakse, nii et kile ei puutuks kokku fluorestsentskiirtega.

Röntgenkiirte HAJUTUD HAJUTUS- röntgenikiirguse hajumine aine poolt suundades, mille puhul seda ei tehta Bragg - Wolfe seisund.

Ideaalses kristallis lainete elastne hajumine aatomite poolt, mis asuvad perioodilisuse sõlmedes. võre, selle tulemusena tekib ainult siis, kui määratakse. juhised. vektor K, mis langeb kokku pöördvõre vektorite suundadega G: Q=k 2 -k 1, kus k 1 ja k 2 - vastavalt langevate ja hajuvate lainete lainevektorid. Hajumistugevuse jaotus vastastikuse võre ruumis on d-kujuliste Laue-Braggi piikide kogum vastastikuse võre sõlmedes. Aatomite nihkumine võre kohtadest rikub kristalli perioodilisust ja häireid. pilt muutub. Sel juhul koos maksimumidega (mis püsivad, kui moonutatud kristallis on võimalik eristada keskmist perioodilist võre) ilmub hajumise intensiivsuse jaotusse sujuv komponent I 1 (Q), mis vastab D. r. R. l. kristallide ebatäiuslikkuse kohta.

Koos elastse hajutamisega on D. r. R. l. põhjuseks võivad olla mitteelastsed protsessid, millega kaasneb kristalli elektroonilise alamsüsteemi ergastumine, st Comptoni hajumine (vt. Comptoni efekt) ja hajumine plasma ergastusega (vt Plasma tahkis). Arvutuste abil või katsetes saab need komponendid välistada, tuues esile D. r. R. l. kristallide ebatäiuslikkuse kohta. Amorfsetes, vedelates ja gaasilistes ainetes, kus kaugkorraldus puudub, on hajumine ainult hajus.

Intensiivsuse jaotus I 1 (Q)D. R. R. l. kristall laias väärtuses K, mis vastab kogu vastastikuse võre ühikurakule või mitmele lahtrile, sisaldab üksikasjalikku teavet kristalli omaduste ja selle puuduste kohta. eksperimentaalne I 1 (Q) saab monokromaatilist meetodit kasutades. Röntgenikiirgus ja võimaldab pöörata kristalli ümber erinevate telgede ja muuta lainevektorite suunda k 1, k 2, varieerudes, seega K laias väärtuste vahemikus. Vähem üksikasjalikku teavet saab hankida Debye - Scherrera meetod või Laue meetod.

Ideaalses kristallis D.r.r.l. ainult termiliste nihete tõttu ja null kõikumine võre aatomid ja neid saab seostada ühe või mitme kiirguse ja neeldumise protsessidega. . Väikesel K peamine rolli mängib ühefooniline hajumine, milles ainult fonoonid koos q = Q-G, kus G on pöördvõre vektor, mis on lähim K. Sellise hajumise intensiivsus ma 1T ( K) monatoomiliste ideaalkristallide puhul määrab selle f-loy

kus N- kristalli elementaarrakkude arv, f- struktuurne amplituud, - Debye-Waller faktor, t on aatomi mass, - sagedused ja . fononi vektorid j lainevektoriga haru q. Väikesel q sagedus , st vastasvõre sõlmedele lähenedes suureneb see 1/ q 2. Vektorite määramine q, paralleelselt või risti suundadega , , kuupkristallides, kus kaalutlused on üheselt antud, võib leida nende suundade võnkesagedused.

Mitteideaalsetes kristallides põhjustavad piiratud suurusega defektid regulaarsete peegelduste intensiivsuse nõrgenemist ma 0 (K) ja D.r.r.l. I 1 (Q) staatiliselt defektidest tingitud nihked ja struktuursete amplituudide muutused ( s- lahtri number defekti lähedal, - defekti tüüp või suund). Kergelt moonutatud kristallides, millel on madal defektide kontsentratsioon (defektide arv kristallis) ja intensiivsus D.r.r.l.

kus ja on Fourier komponendid.

Nihked vähenevad kaugusega r defektist nagu 1/ r 2 , mille tulemusena kell väike q ja vastastikuste võrekohtade läheduses I 1 (Q) suureneb kui 1/ q 2. Nurk sõltuvus I 1 (Q) on erinevat tüüpi ja sümmeetriaga defektide ning väärtuse puhul kvalitatiivselt erinev I 1 (Q) määratakse defekti ümbritseva moonutuse suuruse järgi. Jaotusuuring I 1 (Q) punktdefekte sisaldavates kristallides (näiteks kiiritatud materjalides interstitsiaalsed aatomid ja vabad kohad, nõrkade tahkete lahuste lisandiaatomid) võimaldab saada üksikasjalikku teavet defektide tüübi, nende sümmeetria, asukoha võres, konfiguratsiooni kohta. defekti moodustavad aatomid, tensorid jõudude dipoolid, millega defektid kristallile mõjuvad.

Kui punktidefektid kombineeritakse rühmadesse, siis intensiivsus ma 1 väikeste alal q suureneb tugevalt, kuid selgub, et see on koondunud vastastikuse võre ruumi suhteliselt väikestesse piirkondadesse selle sõlmede lähedal ja ( R0- defekti suurus) väheneb kiiresti.

Jõe intensiivse D. alade uurimine. R. l. võimaldab uurida vananemislahustes teise faasi osakeste suurust, kuju ja muid omadusi, . väikese raadiusega silmused kiiritatud või deformeerunud. materjalid.

Millal tähendab. suurte defektide kontsentratsioonide korral on kristall tugevalt moonutatud mitte ainult lokaalselt defektide läheduses, vaid ka üldiselt, nii et suuremas osas selle mahust . Selle tulemusena Debye-Walleri tegur ja õigete peegelduste intensiivsus ma 0 plahvatuslikult väheneda ja jaotus I 1 (Q) on kvalitatiivselt ümber paigutatud, moodustades vastastikustest võrekohtadest veidi nihkunud laienenud piigid, mille laius sõltub defektide suurusest ja kontsentratsioonist. Eksperimentaalselt tajutakse neid laienenud Braggi piikidena (Debyegrami kvaasijooned) ja mõnel juhul täheldatakse difraktsiooni. piikide paaridest koosnevad dubletid ma 0 ja ma 1. Need mõjud avalduvad vananevates sulamites ja kiiritatud materjalides.

Kontsentreeritud lahendused, ühekomponendilised tellimiskristallid, ferroelektrikud mitteideaalsus ei ole tingitud otd. defektid ja kõikumised. kontsentratsiooni ja vnutr ebahomogeensused. parameetrid ja I 1 (Q) võib mugavalt lugeda poolt hajumiseks q th. kõikumine nende parameetrite laine ( q=Q-G). Näiteks binaarsetes lahendustes A–B ühe aatomiga raku kohta, jättes tähelepanuta staatilise hajumise. tasaarvestused

kus f A ja f B-aatomite A ja B aatomite hajumise tegurid, alates- kontsentratsioon - korrelatsiooniparameetrid, - võrevektoriga eraldatud sõlmede paari asendamise tõenäosus aga, aatomid A. Olles kindlaks teinud I 1 (Q) kogu pöördvõre lahtris ja pärast Fourier' teisenduse sooritamist f-tion , võib leida decomp. koordineerimine sfäärid. Hajumine staatiliselt nihked on intensiivsuse andmete põhjal välistatud I 1 (Q) mitmes vastastikuse võre rakud. Jaotused I 1 (Q) saab kasutada ka otse lahenduse järjestusenergiate määramine erinevatele aga paari interaktsiooni ja selle termodünaamika mudelis. omadused. Omadused D.r.r.l. metallist lahendused võimaldasid arendada difraktsiooni. uurimismeetod sõrestik-pind sulamid.

Süsteemides, mis on 2. tüüpi ja kriitilise faasisiirde punktide lähedal. lagunemiskõverate punktides suurenevad kõikumised järsult ja muutuvad mastaapseks. Need tekitavad ägedat kriitikat. Dr. R. l. vastastikuste võrekohtade läheduses. Selle uuring annab olulist teavet faasisiirete tunnuste ja termodünaamika käitumise kohta. üleminekupunktide lähedal olevad kogused.

Termiliste neutronite hajumine staatiliselt ebahomogeensused sarnased D. r. R. l. ja seda kirjeldavad sarnased f-lamid. Neutronite hajumise uurimine võimaldab uurida ka dünaamikat aatomivõngete ja fluktuatsioonide omadused. ebahomogeensused (vt Ebaelastne neutronite hajumine).

Lit.: James R., Röntgendifraktsiooni optilised põhimõtted, trans. inglise keelest, M., 1950; Iveronova V. I., Revkevich G. P., Röntgenikiirguse hajumise teooria, 2. väljaanne, M., 1978; Iveronova V. I., Katsnelson A. A., Short-range order in solid solutions, M., 1977; Cowley J., Physics of Difraction, tlk. inglise keelest, M., 1979; Krivoglaz M A., Röntgen- ja neutronite difraktsioon mitteideaalsetes kristallides, K., 1983; tema, Röntgenkiirte ja neutronite difuusne hajumine fluktuatsiooni ebahomogeensusest mitteideaalsetes kristallides, K., 1984.

M. A. Krivoglaz.