Главная > Физика > Физика дифракции
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

5.7. Практические примеры

5.7.1. Конечные источники и детекторы

В экспериментах с дифракцией рентгеновских лучей конечный размер источника излучения приводит к тому, что угол сходимости (угловая ширина) падающего пучка в любой точке образца составляет величину порядка рад. Интенсивность при этом не обязательно однородна в указанном интервале углов. При дифракции нейтронов угловая ширина часто задается значениями, которые больше указанных величин, поскольку интенсивность источника низкая. В случае дифракции электронов угловую ширину можно значительно уменьшить, хотя она и достигает рад, когда образец помещен в магнитное поле объектива электронного микроскопа при использовании микродифракции (см. гл. 13).

Такая угловая ширина падающего пучка изменяет картину сферы Эвальда в обратном пространстве, как показано на фиг. 5.10. Так как направления падающих лучей изображаются векторами направленными к началу координат обратной решетки О, исходные точки распределены по диску, имеющему форм у

Фиг. 5.10. Влияние конечных размеров источника на размазывание сферы Эвальда в область переменной толщины, ограниченную двумя сферами.

Фиг. 5.11. Одновременное действие конечных размеров источника и конечных размеров апертуры детектора на определение рассеивающих объемов в обратном пространстве, по которому интегрируется рассеивающая способность.

источника, а относительные веса точек даются распределением интенсивности источника. Каждой точке этого диска будет соответствовать своя определенным образом ориентированная сфера Эвальда, так что можно представить себе, что сфера Эвальда как бы утолщается, превращаясь в сферическую оболочку, толщина которой изменяется в зависимости от расстояния от начала координат О.

Для данного направления дифрагированного луча векторы проведенные от диска источника в точку к соответствующей сфере Эвальда, определяют сечение оболочки Эвальда в форме диска. Мы можем назвать его рассеивающим диском. Тогда полную интенсивность, рассеянную в направлении к, можно получить, интегрируя по этому рассеивающему диску с учетом весового множителя, соответствующего интенсивности диска источника в точке Очевидно, что размер и форма рассеивающего диска будут меняться в зависимости от угла рассеяния, так что их влияние на интенсивности нельзя представить с помощью простой свертки некоторой функции формы с функцией за исключением случая, когда все рассеивающие углы малы, как это имеет место при дифракции электронов.

При фотографической регистрации дифракционной картины разрешение фотопленки или фотопластинки обычно достаточно для того, чтобы можно было зарегистрировать направление каждого интересующего нас дифрагированного луча. При регистрации с помощью счетчиков детектор обычно регистрирует лишь конечный угловой интервал дифрагированных пучков от каждой точки образца. Для каждого направления падающего пучка интенсивность

дифракции будет зависеть от значения, отвечающего не одной точке на сфере Эвальда, а конечной области на ней. Принимая во внимание сказанное, а также учитывая размеры источника (фиг. 5.11), мы можем считать, что интенсивность, которая регистрируется при любой установке кристалла и детектора, будет отвечать некоторому объему обратного пространства. Как размер, так и форма этого рассеивающего объема будут изменяться при изменении угла рассеяния.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление