Рентгеновское рассеяние под малыми углами

Дискретное рассеяние рентгеновских лучей под малыми углами есть частный случай дифракции на кристаллах малый угол, под которым наблюдаются интерференции, соответствует периодам решетки, значительно большим длины волны. [c.281]

Для получения спектра рентгеновских лучей в рентгеноспектральном анализе используют их дифракцию на кристаллах (или на штриховых дифракционных решетках) при таких малых углах 0 (1 —12°), что рентгеновские лучи испытывают отражения, как бы скользя по поверхности отражающего кристалла. Угол 0, образованный падающим или отраженным лучом и поверхностью кристалла (или дифракционной решетки), назван углом скольжения. Отраженные лучи, как и рассеянные, дифрагируют на структуре отражающей поверхности, и получившаяся дифракционная картина подчиняется закону Вульфа — Брегга (см. уравнение (4.3)]. [c.124]

Поток движущихся электронов (р-излучение) проникает в вещество на значительно меньшее расстояние, чем рентгеновское и Л -излучение, и быстро поглощается веществом. Взаимодействие Р-излучения с веществом происходит путем упругого и неупругого рассеяния, торможения электронов в электрическом поле атомов. Упругое рассеяние имеет место, когда электроны взаимодействуют с атомами или с электронами их оболочек, и состоит в изменении направления движения электрона без изменения общей энергии столкнувшихся частиц. Отклонение электронов от начального направления движения возможно на любой угол, но с большей вероятностью электроны отклоняются на малые углы (подобно кривым рис. 7.9 при Кэ>0,3). Упругое рассеяние тем больше, чем больше атомный номер вещества. При неупругом рассеянии, происходящем, в основном, при взаимодействии р-частиц с орбитальными электронами атома, часть энергии р-частиц передается орбитальному электрону, который возбуждается и иногда покидает атом В результате неупругого рассеяния появляется ионизация вещества и испускание возбужденными атомами характеристического излучения. Потери энергии движущихся электронов с постепенным снижением их скорости до тех пор, пока их энергия не достигнет теплового уровня. Минимум потерь наблюдается для р-частиц с энергией примерно 1 МэВ. Кроме того, пролетая мимо атомного ядра вещества, дви- [c.297]

За последние годы все большее значение приобретает метод рассеяния рентгеновских лучей под малыми углами (угол ф меньше 2°), дающий ценные сведения о форме, величине и взаим- [c.430]

Измерения интенсивностей рентгеновских отражений выполнялись на монокристальном дифрактометре. Использовалось монохроматическое Мо-.йГ -излучение. Измерено 1990 ненулевых неэквивалентных отражений I [hkl) по Z от О до 11. Вводились поправки на поляризацию и кинематический фактор. Поглощение из-за его малой величины не учитывалось. Поскольку кристалл находился в стеклянном капилляре с маточным раствором, измерения проводились на фоне заметного диффузионного рассеяния. Кривые фона снимались для каждой слоевой линии с шагом по т в 2.5° (х — установочный угол счетчика). [c.69]

В связи с раз тичным характером взаимодействия излучения и пучков частиц с веществом наблюдается и различная зависимость их рассеяния от атомного номера элемента Z рассеивающего атома. Количественно рассеивающую способность атома определяют атомной амплитудой рассеяния /(0), где 9 — угол рассеяния. Величина 1/(0)1 пропорциональна интенсивности излучения /р(0), рассеянного атомом под углом 0. Амплитуда рассеяния рентгеновских лучей /р(0) при малых углах рассеяния пропорциональна 1, а при больших углах — В электронографии в среднем /э(0) Амплитуды рассеяния нейтронов не зависят от уг- [c.10]

В последнее время был выполнен ряд исследований полимеров при помощи метода рассеяния рентгеновских лучей под малыми углами. Угол между падающим пучком рентгеновских лучей и дифрагирующим при рассеянии обычно составляет менее 2°. Исторически этот метод возник много лет спустя после метода рассеяния рентгеновских лучей под нормальными углами Брэгга, составляющими 10—30°. Это отставание объясняется следующими двумя причинами 1) жесткими экспериментальными требованиями к методу малоуглового рентгена и 2) тем, что не всегда можно дать точную интерпретацию полученных рентгенограмм (и действительно, интерпретация результатов все еще является спорным вопросом). Однако по мере увеличения числа исследований, проводимых в этом направлении, удалось преодолеть некоторые затруднения экспериментального и теоретического характера, что в свою очередь позволило установить основные тенденции и общие закономерности рассматриваемого метода. В настоящей главе сделана попытка рассмотреть состояние дел в области эксперимента и интерпретации данных малоуглового рентгена, сложившееся к настоящему времени. Эта глава не является полным историческим обзором всех работ, проведенных в этой области не будет также сделано никаких попыток изучения теории рассеяния, поскольку для этих целей можно обратиться к имеющимся прекрасным работам [1—5]. Будут показаны широкие возможности этого метода для исследования полимеров и сделана попытка проникнуть в сущность проблем эксперимента и интерпретации результатов, которые определяют направление будущих исследований. [c.188]

За последние годы все большее значение приобретает метод рассеяния рентгеновских лучей под малыми углами (угол ф меньше 2°), дающий ценные сведения о ( юрме, величине и взаимном расположении частиц, имеющих коллоидные размеры, о физической структуре волокон и наличии микропустот в них, о строении пластинчатых кристаллов и т. д. Исследование проводится как с твердыми полимерами, так и с их растворами и расплавами. [c.326]

Дифракционное рассеяние рентгеновских лучей под малыми углами характерно для ультрамикрогетерогенных систем с частицами аморфной структуры. Природа этого я1 ле1 ия аналогична дифракции видимого света малыми экранами и отверстиями, теория которой подробно рассматривается в следующем разделе, поспященном рассеянию света. Отличия состоят не только в размерах частиц и применяемых длин воли, а главное — в соотношениях между ними. Данный метод применим, если размеры определяемых частиц сравнимы или больше длин рентгеновских лучей. В связи с этим максимум рассеяния приходится па направление, совпадающее с направлением падающих лучей. Размер же области рассеяния, т. е. угол, при котором интенсивность рассеянных лучей нрактически равна нулю (Омзкс), тем меньше, чем больше рассеивающий объем. Эту величину можно оценить по соотношению [c.253]

К числу наиболее важных моделей следует отнести планетарную модель атома, предложенную Резерфордом (1911). Им было обнаружено, что при прохождении пучка а-частиц сквозь тонкие слои образцов чистых металлов происходит лишь небольшое их рассеяние, только малая доля а-частиц отклоняется на угол рассеяния более 90°. Причем примерно 1 частица из 10 000 отражалась в обратном направлении, Для объяснения результатов опытов Резерфорд предложил планетарную модель строения атома, сходную со строением солнечной системы. В центре атома находится положительно заряженное ядро, размеры которого (10 см) очень малы по сравнению с размерами атома (10 см), а масса ядра почти равна массе атома. Вокруг ядра движутся электроны, число которых в нейтральных атомах равно величине заркда ядра. Вскоре было показано, что положительный заряд, выраженный в единицах элементарного заряда, равен порядковому номеру элемента в периодической системе. Численные значения заряда ядра были найдены Мозли (1913) на основе изучения рентгеновских спектров и Чедвиком (1920) из данных -по рассеянию а-частиц. [c.43]

Рентгеноструктурный анализ кристаллических полимеров в принципе может давать сведения о координатах атомов в элементарной ячейке, однако, ввиду не очень совершенного порядка число отражений мало и прямые решения структурной задачи невозможны [19]. Рентгенограммы растянутого образца дают информацию о периоде идентичности (с) вдоль оси волокон. Чтобы получить другие параме.тры спирали — трансляцию вдоль оси при переходе от одной эквивалентной мономерной к следующей (с1) и угол поворота в плоскости, перпендикулярной оси спирали (0 = 2ят/тг), обычно действуют методом проб и ошибок, т. е. делают некоторые предположения относительно симметрии спирали, или (что то же) относительно числа мономерных звеньев в витке. Например, предполагаю , чго спираль имеет симметрию 3[ (т. с. 3 мо номерных единицы в одном витке — п/т = 3), 4ь 7г и т. д. Некоторые типы симметрии спиралей приведены на рис. 2. Далее для выбранного типа симметрии рассчитывают теоретическое распределение интенсивности и сравнивают его с наблюдаемым. Теория рассеяния рентгеновских лучей на спиралях была разработана Кокреном, Криком и Вандом [20] в связи с интерпретацией рентгенограмм спиральных полипептидов и в дальнейшем использовалась для предсказания структуры ДНК, регулярных полимеров и т. д. (см. также [19]). [c.10]

После работ Дебая и Гинье стало ясно, что природа нового явления по существу аналогична диффракции видимого света малыми экранами и отверстиями. Чтобы подчеркнуть это обстоятельство, мы все случаи рассеяния рентгеновских лучей, когда максимум интенсивности приходится на нулевой угол, объединим наименованием диффракционного рассеяния в отличие от интерференционного, характеризуемого формулой Брэгга [1, 1]. Подобная терминология существенна ввиду того, что под малыми углами можно наблюдать как диффракционное, так и интерференционное рассеяние. [c.43]

Интерференционное рассеяние в наиболее чистом виде проявляется при прохождении рентгеновских лучей через макроскопические кристаллы и характеризуется наличием под различными (не малыми) углами рассеяния резких интерференционных максимумов. В противоположность интерференционному рассеянию, обусловленному строгой периодичностью структуры рассеивающего объекта и имеющего характер селективного отражения , диффракционное рассеяние рентгеновских лучей обусловлено отсутствием периодичности в структуре рассеивающего объема и в наиболее чистом виде проявляется при прохождении рентгеновских лучей через одноатомные газы. Для диффракционного рассеяния характерно наличие только одного интерференционного максимума, приходящегося на нулевой угол рассеяния, тогда как картина интерференционного рассеяния характеризуется большим числом интерференционных максимумов симметричной формы, расположенных под резличными конечными углами рассеяния. Сопоставляя указанные тины рассеяния рентгеновских лучей с аналогичными явлениями для видимого света, можно сказать, что интерференционное рассеяние рентгеновских лучей подобно интерференционному рассению света диффракционной решеткой, а диффракционное рассеяние подобно диффз зному рассеянию света туманами и мелкой пылью. [c.56]

При достаточно совершенной кристаллической структуре объекта на электронограмме будут присутствовать не только точки (результат упругого рассеяния и дифракции электронов от точечного источника), но и дополнительная сложная картина светлых и темных поле (результат дифракции электронов пучка, претерпевших неупругое рассеяние в объеме объекта при малых потерях энергии. Интенсивность рассеяния электронов максимальна в направлении падающего пучка и с увеличением угла рассеяния а резко уменьшается. Пусть где-то внутри кристалла находится источник диффузно рассеянных электронов. В направлении ti и 2 рассеянные электроны встречают плоскости HKL кристалла, от которых отражаются в соответствии с законом Вульфа— Брегга. В связи с тем, что интенсивность диффузно рассеянных электронов, в направлении ai меньше, чем в направлении 2 (поскольку а <Са2), интенсивность отраженных лучей А/г>A/i. Следовательно, добавление к интенсивности фона [-fA/2 в направлении ai больше, чем убыль интенсивности —А/ь и, наоборот, убыль интенсивности —Д/2 в направлении 2 больше, чем добавление +A/i- В итоге в определенных направлениях должна возникать избыточная интенсивность фона, а в других недостаток интенсивности (рис. 20.31). Эти направления соответствуют образующим конусов, осью которых является нормаль к отражающим плоскостям HKL и HKL, и угол при вершине равен (180°—2 ). Геометрия дифракции электронов, источник которых располагается внутри самого кристалла, та же, что и геометрия псевдо-Косселя для дифракции рентгеновских лучей (см. гл. 9). В связи с малостью углов О пересечения конусов с плоскостью экрана или фотопластинки в случае дифракции быстрых электронов картина имеет вид прямых линий (вместо гипербол при рентгеновской дифракции). Картины линий Кикучи очень чувствительны к изменению ориентировки кристалла. Как видно на рис. 20.31,6, след отражающей плоскости точно проектируется посередине расстояния между соответствующими темной и светлой линиями Кикучи и представляет собой гномоническую [c.474]

Дифракционное рассеяние рентгеновских лучей под малыми углами характерно для ультра.микрогетерогенных систем с частиц 1ми аморфной структуры. Природа этого явления аналогична дифракции видимого света ма.ты-ми экранами и отверстиями, теория которой рассматривалась в начале этог. разде.та. Отличия состс ят не юлько в размерах частпц и применяе-мых длин волн, а главное, в условиях, при которых проявляется дифракционное рас сеяние. Данный метод применим, еслн размеры определяемых частиц сравни-,мы или бо.гоше длин рентгеновских лучей. В связи с этим максиму.м рассеяния приходится на направление, совпадающее с направление.м падающих лучей. Размер же области рассеяния, т. е, угол бмакс, при котором интенсивность рассеянных лучей практически равна нулю, тем меньше, чем больше объем рассеивающей частицы. Эту величину можно оценить но соотношению [c.308]

Рентгеновские лучи рассеиваются почти полностью внешними электронами атомов и интенсивность рассеянного излучения зависит от того, каким образом распределены эти электроны в атоме. При малых углах дифракции амплитуда рассеянного пучка равна сумме амплитуд отдельных пучков, рассеянных каждым электроном. Таким образом, суммарная амплитуда пропорциональна числу внешних электронов. Для атома это число равно порядковому номеру 2, но у иона число внешних электронов отличается от 7, на заряд иона. При больших углах дифракции различные рассеянные лучи интерферируют, рассеяние ослабляется и коэффициент пропорциональности становится меньше числа внешних электронов. Этот коэффициент пропорциональности называется атомным фактором рассеяния /. Факторы рассеяния можно рассчитать, зная волновые функции электронов, что и было сделано, а полученные результаты табулированы. На рис. 8.1 приведены некоторые значения факторов рассеяния как функции з1п0Д. Здесь, как обычно, 0 означает брэгговский угол, а Я — длину волны рентгеновских лучей. Волновые функции электронов постоянно уточняются и по ним вычисляют новые [c.165]

Неупругое рассеяние имеет значение только для малых углов рассеяния и, как увидим ниже, им часто можно пренебречь. Марк и Вирль (1930 г.) показали, что изменение интенсивности упругого рассеяния быстрых электронов в зависимости от угла рассеяния может быть выражено уравнением, аналогичным выведенному Дебаем и Эренфестом для рентгеновских лучей. Таким образом, если угол рассеяния, т. е. угол между первичным и рассеянным пучком электронов, равен 6, то интенсивность рассеянного пучка дается следующим выражением [c.155]

I угол ориентации, определяемый из данных обычной рентгенографии 2 — дихроичное соотно-шгиие (Н), получаемое из ИК-спектров 3 — параметр 5, определяемый из данных рассеяния рентгеновских лучей под малыми углами. [c.214]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология