Dispersando radiografías en ángulos bajos. Dispersión de rayos X de rayos X
Las relaciones consideradas por nosotros reflejan el lado cuantitativo del proceso de debilitamiento de la radiación de rayos X. Discutemos brevemente sobre el lado de alta calidad del proceso, o en aquellos procesos físicos que causan debilitamiento. Esto es, primero, absorción, es decir,. Transformación de la energía de rayos X a otros tipos de energía y, en segundo lugar, dispersando, es decir, Cambio de la dirección de la propagación de radiación sin cambiar la longitud de onda (dispersión clásica de Thompson) y con un cambio en la longitud de onda (dispersión cuántica o efecto de cómputo).
1. Absorción fotoeléctrica. Canta de rayos X se puede separar de conchas electrónicas de electrones de sustancias. Por lo general, se llaman fotoelectrones. Si la energía de la caída cuantilla es pequeña, luego golpean a los electrones de las conchas exteriores del átomo. Photoelectrones reportó una gran energía cinética. Con un aumento en la energía, se inicia la TUMA de rayos X para interactuar con los electrones ubicados en las conchas de átomos más profundas, en las que la energía de unión con el núcleo es mayor que los electrones de las carcasas exteriores. Con esta interacción, casi toda la energía del tantA de rayos X de incidente se absorbe y forma parte de la energía dada a las fotosectrones, menos que en el primer caso. Además de la aparición de fotoelectrones en este caso, se emiten cuantos de radiación característica debido a la transición de electrones con los niveles suprayacentes en los niveles ubicados más cerca del kernel.
Por lo tanto, como resultado de la absorción fotovoltaica, el espectro característico de esta sustancia ocurre: la radiación característica secundaria. Si la rotura electrónica ocurrió con K-Shell, entonces todo el espectro de cochecitos parece característico de la sustancia irradiada.
Higo. 2.5. Distribución espectral del coeficiente de absorción.
Considere cambiar el coeficiente de absorción de masa T / R, debido a la absorción fotovoltaica, dependiendo de la longitud de onda L de la radiación de rayos X incidente (Fig. 2.5). Las vigas de la curva se llaman saltos de absorción, y la longitud de onda correspondiente correspondiente es el límite de absorción. Cada carrera corresponde a un cierto nivel de energía del átomo K, L, M, etc. Cuando L GG, la energía de un cuántico de rayos X es suficiente para eliminar el electrón de este nivel, como resultado de lo cual la absorción de la cantidad de rayos X de esta longitud de onda aumenta considerablemente. La cuerda de onda más corta corresponde a la eliminación del electrón del nivel K, el segundo del nivel L, etc. La compleja estructura de L y M-los límites se debe a la presencia de varios sublemas en estas conchas. Para rayos X Con longitudes de onda, varias l C grandes, la energía de la cuantata es insuficiente para tirar del electrón con la cubierta correspondiente, la sustancia es relativamente transparente en esta región espectral.
La dependencia del coeficiente de absorción de L y Z. En PhotoEfffect se define como:
t / r \u003d sl 3 Z. 3 (2.11)
donde c es el coeficiente de proporcionalidad Z. - El número de secuencia del elemento irradiado, T / R es un coeficiente de absorción de masa, L es la longitud de onda de la radiación de rayos X incidente.
Esta dependencia describe las secciones de la curva FIG. 2.5 entre los saltos de absorción.
2. Dispersión clásica (coherente) Explica la teoría de dispersión de ola. Se lleva a cabo si la radiografía KVANT interactúa con un electrón de un átomo, y la energía cuántica es insuficiente para energizar el electrón de este nivel. En este caso, de acuerdo con la teoría clásica de dispersión, las radiografías causan oscilaciones forzadas de electrones asociados de átomos. Los electrones oscilantes, como todas las cargas eléctricas oscilantes, se convierten en una fuente de ondas electromagnéticas que se aplican a todas las direcciones.
La interferencia de estas ondas esféricas conduce a la aparición de un patrón de difracción, naturalmente asociado con la estructura del cristal. Por lo tanto, es una dispersión coherente que hace posible obtener los patrones de difracción, sobre la base de la cual uno puede juzgar la estructura del objeto de dispersión. La dispersión clásica tiene lugar al pasar a través de un medio de rayos X suave con longitudes de onda más de 0.3Å. El poder de dispersión por un átomo es igual a:
, (2.12)
y un gramo de sustancia
donde I 0 es la intensidad del haz de rayos X del incidente, n es el número de Avogadro, A - Peso atómico, Z. - El número de secuencia de la sustancia.
Desde aquí puede encontrar el coeficiente de masas del clásico dispersión S CL / R, ya que es igual a P / I 0 o 
.
Sustituyendo todos los significados, consigue 
.
Dado que la mayoría de los elementos Z./[Correo electrónico protegido], 5 (excepto hidrógeno), entonces
esos. El coeficiente de masas de dispersión clásica es aproximadamente la misma para todas las sustancias y no depende de la longitud de onda de la radiación de rayos X incidente.
3. Dispersión cuántica (no coherente). Cuando la sustancia con radiación rígida de rayos X (longitud de onda es inferior a 0.3Å), la dispersión cuántica comienza a desempeñar un papel significativo cuando se observa un cambio en la longitud de onda de la radiación dispersada. Este fenómeno no puede ser explicado. teatro de la ondaPero se explica por la teoría cuántica. Según la teoría cuántica, dicha interacción se puede considerar como resultado de una colisión elástica de cuantos de rayos X con electrones libres (electrones de conchas externas). Con estos electrones, la TUMA de rayos X proporciona parte de su energía y los hace pasar a través de otros niveles de energía. Los electrones que han recibido energía se llaman electrones remotos. TANTA DE RAYOS X CON LA Energía de HN 0 Como resultado de esta colisión, desviarse de la dirección inicial al ángulo y, y tendrá la energía de HN 1, menor que la energía del cuántico incidente. Reducir la frecuencia de radiación dispersada está determinada por la relación:
hN 1 \u003d HN 0 - Sección E, (2.15)
donde E Depositador - La energía cinética del retorno de electrones.
Teoría y experiencia muestran que el cambio en la frecuencia o la longitud de onda durante la dispersión cuántica no depende del número de secuencia del elemento Z.Pero depende del ángulo de dispersión. Donde
l y - l 0 \u003d l \u003d × (1 - cos y) @ 0,024 (1 - acogedor), (2.16)
donde L 0 y L y - la longitud de onda del cuanto de radiografía antes y después de la dispersión,
m 0 - Masa de un electrón de descanso, c. - La velocidad de la luz.
Puede verse a partir de la fórmula que a medida que aumenta el ángulo de dispersión, l aumenta de 0 (en y \u003d 0 °) a 0.048 Å (en y \u003d 180 °). Para los rayos blandos con una longitud de onda de aproximadamente 1Å, este valor es un pequeño porcentaje de aproximadamente 4-5%. Pero para los rayos rígidos (L \u003d 0.05-0.01 Å), el cambio en la longitud de onda de 0.05 Å significa que el cambio de l es dos veces e incluso varias veces.
Debido al hecho de que la dispersión cuántica es incoherente (de manera diferente, el ángulo de propagación del cuántico reflejado es diferente, no hay un patrón estricto en la propagación de las ondas dispersas en relación con la red cristalina), el orden en la ubicación de los átomos No afecta la naturaleza de la dispersión cuántica. Estas radiografías dispersas están involucradas en la creación de un fondo común en una radiografía. La dependencia de la intensidad del fondo del ángulo de dispersión se puede calcular teóricamente que el uso práctico en el análisis estructural de rayos X no tiene, porque Las causas de los antecedentes son algo y su valor general no es susceptible a un cálculo de luz.
Los procesos de absorción fotoelectrón, dispersión coherente y no coherente, que consideramos se determinan, principalmente debilitando los rayos de radiografías. Además, también son posibles otros procesos, por ejemplo, la formación de pares de platos de electrones como resultado de la interacción de los rayos X con átomos de núcleos. Bajo la influencia de fotoelectrones primarios con energía cinética grande, así como la fluorescencia primaria de rayos X, puede ocurrir secundaria, terciaria, etc. Radiación característica y fotoelectrones relevantes, pero con menos energías. Finalmente, parte de las fotoelectrones (y parcialmente y el electrón de retorno) puede superar la barrera potencial en la superficie de la sustancia y salir de sus límites, es decir, Puede haber una fotoeff externa.
Sin embargo, todos los fenómenos marcados, sin embargo, afectan significativamente el valor del coeficiente de atenuación de los rayos X. Para rayos X con longitudes de onda de décimas a unidades de angstroms, generalmente utilizadas en análisis estructural, todos estos efectos secundarios se pueden descuidar y asumir que la atenuación del haz de rayos X primaria se produce por un lado debido a la dispersión y en la otra - Como resultado de los procesos de absorción. Luego, el coeficiente de atenuación se puede representar como la suma de dos coeficientes:
m / r \u003d s / r + t / r, (2.17)
donde S / R es un coeficiente de dispersión masiva, teniendo en cuenta la pérdida de energía debido a una dispersión coherente y no coherente; T / R es un coeficiente de absorción masiva que tiene en cuenta la pérdida de energía principal debido a la absorción fotovoltaica y la excitación de los rayos característicos.
La contribución de la absorción y la dispersión en el debilitamiento del haz de rayos X es inequívoco. Para los rayos X utilizados en el análisis estructural, se puede descuidar dispersión no coherente. Si considera que el valor de la dispersión coherente también es pequeña y aproximadamente constante para todos los elementos, entonces podemos asumir que
m / r »t / r, (2.18)
esos. Que el debilitamiento de la viga de rayos X se determina principalmente por la absorción. En este sentido, los patrones considerados por nosotros anteriores serán justos para el coeficiente de masas de atenuación para el coeficiente de absorción masivo durante la fotoeffecto.
Elegir radiación . La naturaleza de la dependencia del coeficiente de absorción (debilitamiento) en la longitud de onda determina hasta cierto punto la elección de la radiación en los estudios estructurales. La fuerte absorción en el cristal reduce significativamente la intensidad de los puntos de difracción en la radiografía. Además, la fluorescencia que se produce con una fuerte absorción ilumina la película. Por lo tanto, trabajando en longitudes de onda, varias fronteras más pequeñas de la absorción de la sustancia estudiada no son rentables. Esto se puede entender fácilmente desde el diagrama de la FIG. 2.6.
1. Si un ánodo consta de los mismos átomos, así como la sustancia de prueba, entonces obtendremos el borde de la absorción, por ejemplo
Fig. 2.6. Cambie la intensidad de la radiación de rayos X al pasar a través de una sustancia.
La región K de la absorción del cristal (Fig. 2.6, la curva 1) se desplazará un poco a su radiación característica en la región de onda corta del espectro. Este cambio es de aproximadamente 0.01-0.02 Å en relación con la línea del borde del espectro de la línea. Siempre se lleva a cabo en la posición espectral de la radiación y la absorción del mismo elemento. Dado que el salto de absorción corresponde a la energía que debe estar expedida para eliminar el electrón del nivel más allá del átomo, la serie K rígida, la serie K corresponde a la transición al nivel K del nivel de átomo más lejano. Está claro que la energía E necesitaba romper el electrón más allá del átomo, siempre ligeramente más que el que se libera cuando el electrón se está moviendo del nivel más remoto al mismo nivel K. De la fig. 2.6 (Curva 1) Se deduce que si el ánodo y el cristal estudiado es una sustancia, la radiación característica más intensa, especialmente las líneas K A y K B, se encuentra en la región de la absorción débil del cristal en relación con el límite de absorción. Por lo tanto, la absorción de dicha radiación es un poco de cristal, y la fluorescencia de débiles.
2. Si tomamos un ánodo, el número atómico de los cuales Z. En 1 cristal más en estudio, luego la radiación de este ánodo, de acuerdo con la ley de la esquina, se pondrá un poco en la región de Wall y se ubicará en relación con el límite de absorción de la misma sustancia estudiada, como se muestra en la FIG. 2.6, curva 2. Aquí está absorbida por K B - Línea, debido a que aparece la fluorescencia, que puede interferir con el disparo.
3. Si la diferencia en números atómicos es de 2-3 unidades. Z.El espectro de radiación de tal ánodo se desplaza aún más hacia la región de onda corta (Fig. 2.6, Curva 3). Este caso es aún más no rentable, ya que, en primer lugar, la radiación de rayos X está fuertemente debilitada y, en segundo lugar, la fuerte fluorescencia está evolucionando la película al disparar.
El más adecuado, por lo tanto, es un ánodo, la radiación característica de la cual se encuentra en la región de la absorción débil en el modelo de prueba.
Filtros. El efecto de la absorción selectiva considerada por nosotros es ampliamente utilizada para atenuar la parte de onda corta del espectro. Para hacer esto, la lámina se coloca en el camino de los rayos, un espesor de varios centésimas. mm.Lámina está hecha de una sustancia que tiene un número de secuencia en 1-2 unidades menos que Z. Ánodo. En este caso, el desafío. El debilitamiento de K B comparado con K A-Emisión de aproximadamente 600. Por lo tanto, por lo tanto, filtramos la radiación B de una radiación, que casi no cambia de intensidad. El filtro puede servir como una lámina hecha de material cuyo número de secuencia es 1-2 unidades Z. Ánodo. Por ejemplo, cuando se trabaja en la radiación de molibdeno ( Z. \u003d 42), el filtro puede servir como circonio ( Z. \u003d 40) y niobio ( Z. \u003d 41). En la serie MN ( Z. \u003d 25), FE ( Z. \u003d 26), co ( Z. \u003d 27) Cada uno de los elementos precedentes puede servir como un filtro para los posteriores.
Está claro que el filtro debe estar ubicado fuera de la cámara, en la que se toma el cristal, de modo que no haya ilustración de la película con los rayos de fluorescencia.
Para obtener información cuantitativa sobre la subestructura de las aleaciones nanocristalinas, las grandes posibilidades tienen el método de dispersión menores de rayos X (mour). Este método le permite determinar las dimensiones y la forma de las dimensiones de partículas submicroscópicas que se encuentran en el rango de 10 a 1000 Å. Los beneficios del método de Moore deben atribuirse al hecho de que en la región de ángulos pequeños no puede tener en cuenta la dispersión de Compton, así como la dispersión debido a las oscilaciones térmicas y los desplazamientos estáticos, que son insignificantes en el campo de los ángulos pequeños. Cabe señalar que solo los electrones están involucrados en la creación del patrón de difracción (las dispersiones en los núcleos son insignificantes), por lo tanto, de acuerdo con el patrón de difracción, es posible juzgar la distribución espacial de la densidad de electrones y el exceso y el exceso. Desventaja de los electrones con respecto al promedio de la Ley de densidad de electrones de manera equivalente.
Según la teoría de la amplitud clásica, la partícula esférica expandida es igual a
donde: el ángulo de difracción, el módulo de vector de difracción es igual; - la función de la distribución de la densidad de electrones en la partícula; - Radio de partículas.
La intensidad de una partícula esférica homogénea de radio que tiene una densidad electrónica puede ser calculada más fácilmente.
- la función de la forma de partícula, y su cuadrado es el factor de dispersión de partículas esféricas; - El número de electrones en la partícula es la intensidad dispersa por el electrón (se debe tener en cuenta que en la región de nodo cero de la red inversa, la dependencia angular de la función se puede descuidar, es decir).
Como se muestra, Ginier propuso un método simplificado para calcular la intensidad, que se encuentra en el hecho de que con un pequeño tamaño de partícula y cuando tenemos. Por lo tanto, cuando se descompone en una fila, puede limitarse a los dos primeros miembros:
El valor se llama un radio electrónico de partículas de inercia (radio de la giracía) y es un tamaño de partícula RMS (heterogeneidad). Es fácil mostrar que para una partícula esférica homogénea de radio que tiene densidad de electrones, el radio de la giration se expresa a través de su radio de la siguiente manera:, y el valor es igual al número de electrones en la partícula o más precisamente, la diferencia entre el número de electrones en la partícula y el número de electrones igual al volumen del medio circundante (- volumen de heterogeneidad y - densidades electrónicas de la sustancia de heterogeneidad y la matriz, respectivamente). Basado en lo anterior, obtenemos:
En el caso de un sistema de descarga de monodiscos, cuando puede descuidar la interferencia de los rayos dispersos por diferentes partículas, el perfil de la intensidad de dispersión de la red inversa de nodo cero por un sistema que contiene partículas en el volumen irradiado se puede describir por los siguientes fórmula:
Esta fórmula (2.7) fue obtenida por ginier y se nombra después de ella.
El valor es por la fórmula:
donde - la intensidad del haz primario; y - la carga y la masa del electrón, respectivamente; - la velocidad de la luz al vacío; - La distancia desde la muestra hasta el punto de observación.
Como se muestra en la FIG. 4 Las dependientes de la intensidad del ángulo calculadas por fórmulas (2.2) y (2.7) para una partícula homogénea esférica del radio están bien coincididas.
| Higo. 4. Dispersión con una partícula esférica de radio. |
Progrímtimizar la fórmula ginier:
Por lo tanto, a partir de la expresión (2.8) se deduce que, en el caso de la representación de la imagen de MOR, desde el sistema de monodiscos de partículas en las coordenadas, con lo suficientemente pequeño, se obtiene una dependencia lineal, en el ángulo de inclinación de la cual puede Encuentra un radio de gigas de partículas.
En el caso de un sistema de poliDiscos, cuando las partículas tienen diferentes tamaños, la dependencia no será lineal. Sin embargo, a medida que los estudios muestran con suficiente monodiscero de cada variedad de partículas y la ausencia de interferencia entre particulares en la imagen de Moore en las coordenadas, se pueden distinguir varias áreas lineales. Se puede encontrar dividir estas áreas para ser los radios correspondientes de las partículas de diferentes variedades (Fig. 5).
A pesar de las ventajas mencionadas anteriormente para obtener información estructural, el método Moore tiene una serie de fallas significativas.
Una distorsión significativa en la imagen de Moore puede hacer una reflexión doble de jactancia (DBO), que se produce durante el paso de las radiografías a través de materiales cristalinos. El diagrama que explica la aparición del DBB se muestra en la FIG. 6. Deje que el haz primario de la radiografía caiga sobre un cristal de mosaico que consiste en un bloques ligeramente desorientados. Si, por ejemplo, el bloque 1 se encuentra s 0 debajo del ángulo de Banggov υ entonces reflejará un rayo s 1que en su camino puede cumplir con el bloque 2 en relación con s 1 En una posición reflectante, por lo tanto, un rayo se reflejará desde el bloque 2. s 2.. Si es normal n 1. y n 2. Los planos reflectantes de ambos bloques se encuentran en el mismo plano (por ejemplo, en el plano de dibujo), luego la viga s 2. caer como una viga s 1en el lugar central P 0 Radiografías. El bloque 2 refleja y en el caso de que se vuelve. s 1para que sea normal n 2. continúa haciendo un ángulo (π / 2) - υ de s 1Pero ya no se encuentra en el mismo plano con n 1. . Luego, el doble, el rayo reflejado se liberará del plano de dibujo y se mueve a lo largo del cono de formación, cuyo eje es s 1. Como resultado, en una película cerca de los puntos centrales. P 0aparece un código de barras corto, que es la imposición de trazas dos veces rayos reflejados.
| Fig. 6. Esquema explicando la ocurrencia de la reflexión doble de Banggov. |
Strokes de PCB orientados perpendiculares a la línea P 0 P.Conectando el punto central P 0 con el máximo de Banggovsky PAG;su longitud es mayor cuanto mayor sea el ángulo del cristal mosaico.
Deshazte de la DBC en el estudio de Mor Monocrystal es fácil: es suficiente orientar a este último con respecto al haz primario para que ningún sistema de aviones ( hkl) No en la posición reflexiva.
En el estudio de los policristales, es casi imposible eliminar el DBB, ya que siempre habrá cristalitos que reflejen el paquete primario. DBO le faltará solo cuando se usan radiación con longitud de onda λ > d max (d max -la mayor distancia interlporaria para este cristalita). Entonces, por ejemplo, al estudiar el cobre debe aplicarse. Al K α.- Radiación, que representa importantes dificultades experimentales.
Con esquinas relativamente grandes de dispersión ( ε \u003e 10 ") Moore no se puede separar del efecto DBB. Pero cuando ε < 2" la intensidad de Moore es un orden de magnitud superior a la intensidad de DB. La separación del mogro verdadero de la DBC en este caso se basa en el carácter diferente de las dependencias de Mour y el DBC de la longitud de onda utilizada. Para esto, se obtienen las curvas de intensidad. I (ε / λ)en dos radiación, por ejemplo, Crk α.y Cuk α.. Si ambas curvas coinciden, esto indica que toda la dispersión se debe al efecto de Moore. Si las curvas se dispersan para que en cada punto. ε/λ la proporción de intensidades será constante, entonces toda la dispersión se debe a DBC.
Cuando ambos efectos están presentes, entonces
I 1 \u003d i 1 db + i 1 dbo; I 2 \u003d i 2 db + i 2 db
B. ya. Pnesom y otros. Se muestra que desde ε 1 / λ 1 \u003d ε 2 / λ 2
I 1 mour / i 2 mur \u003d 1y 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),
donde constante Acalcule teóricamente para cada caso específico.
De acuerdo con el efecto DBO, puede determinar las esquinas promedio de los bloques discorrentes dentro de los cristalitos o cristales individuales.
donde y es la intensidad experimental y corregida de Moore: el vector de difracción, el ángulo de dispersión, - la longitud de onda; - coeficiente permanente; - Integración variable. También se debe tener en cuenta que el formulario se puede justificar que se debe usar solo en los casos que proporcionan la falta de vigas de interferencia dispersas por varias partículas, la simplicidad de las formas y la uniformidad electrónica de partículas de dispersión (bola, elipse, placa, con), la dependencia de la dependencia de lo contrario No contener áreas lineales, y el procesamiento de imágenes Moore es significativamente complicado.
2.2. Análisis de la estructura nanocompuestos mediante métodos de difracción de rayos X en ángulos grandes y pequeños.
Entre los métodos indirectos para determinar el tamaño de partícula, el lugar principal pertenece al método de difracción. Al mismo tiempo, este método es el más simple y asequible, ya que el estudio de rayos X de la estructura se distribuye en todas partes y está bien provisto de equipos apropiados. Usando el método de difracción, junto con la composición de la fase, los parámetros red cristalina, desplazamientos estáticos y dinámicos de átomos de la posición de equilibrio y microfrecks en la parrilla, puede determinar el tamaño de los granos (cristalitos).
La definición del método de difracción del tamaño del grano, las partículas (o las regiones de dispersión coherente) se basa en el cambio en la forma del perfil de reflexión de difracción cuando el grano disminuye. Al discutir la difracción bajo dispersión coherente, se entiende la disipación de la radiación de difracción, lo que garantiza las condiciones de interferencia. En general, el tamaño del grano individual puede no coincidir con el tamaño del área de dispersión coherente.
En experimentos de difracción, el estudio de los defectos estructurales se lleva a cabo al ampliar las reflexiones de difracción de policristal o polvo. sin emabargo aplicación práctica Este método, para determinar el tamaño del grano, a menudo compara el ancho de las reflexiones de difracción de la sustancia con un gran tamaño del grano (partículas) y en la misma sustancia en el nano costo. Dicha definición de ampliación y la evaluación posterior del tamaño de partícula promedio no siempre es correcta y puede dar un error muy grande (varios cien por ciento). El hecho es que la ampliación debe determinarse en relación con las reflexiones de difracción de un cristal infinitamente grande. Realmente, esto significa que para comparar el ancho medido de las reflexiones de difracción sigue con un ancho de herramienta, es decir, con el ancho de la función de resolución de difractómetro, predeterminada en un experimento especial de difracción. Además, la definición exacta del ancho de reflexión de difracción es posible solo por reducción teórica de la forma de reflexión experimental. Es muy significativo que otros, además de los pequeños cristalitos, las razones físicas para la ampliación de las reflexiones de difracción. Por lo tanto, es importante no solo determinar la cantidad de ampliación, sino también para asignar la contribución, debido al tamaño de partícula pequeño.
Dado que el método de difracción para determinar el tamaño de partícula es el más común y asequible, considere las características de su aplicación con más detalle.
El ancho de la línea de difracción puede depender de varias razones. Estos incluyen tamaños pequeños de cristalitos, la presencia de varios tipos de defectos, así como la heterogeneidad de las muestras por composición química. La ampliación debida a las microdformaciones y las dislocaciones distribuidas caóticas depende de la orden de reflexión y proporcionalmente TG υ. La cantidad de ampliación causada por la negrogeneidad. h.; (o ΔU), proporcional (pecado 2 υ) / cos. En el caso de sustancias nanocristalinas, la ampliación más interesante asociada con el pequeño tamaño D de los cristalitos (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.
Permitir
Presentamos el vector de dispersión S \u003d 2sin υ / λ, donde λ es la longitud de onda de radiación. Matemáticamente su diferencial (o incertidumbre desde un punto de vista físico, porque en el cristal final, el vector de la onda se convierte en un número cuántico malo) es igual
dS \u003d (2.12)
En esta expresión, el valor D (2 personas) es un ancho integral de la reflexión de difracción (línea), expresada en los ángulos 2 y se mide en radianes. El ancho integral se define como la intensidad integral de la línea dividida por su altura, y no depende de la forma de la línea de difracción. Esto permite que el ancho integral analice la radiografía de difracción, el sincrotrón o el experimento neutronográfico, realizado en diferentes configuraciones con una función diferente de la resolución de difractómetro y en diferentes intervalos de ángulos.
DS dispersión vector incertidumbre inversamente es proporcional al volumen de planos de dispersión coherentes promediados
dónde d.(2) - El ancho integral de la línea de difracción. En la práctica, a menudo no es un ancho integral, sino un ancho completo de la línea de difracción a la mitad de la altura de FWHM (ancho completo al medio máximo). La relación entre el ancho integral de la línea y la FWHM depende de la forma de la línea de difracción experimental y en cada caso particular debe determinarse específicamente. Para una línea en forma de rectángulo y un triángulo, el ancho de la línea integral es exactamente igual a FWHM. Para las funciones de Lorentz y Gauss, la conexión se describe por expresiones: d.(2) l ≈ 1.6 ∙ FWHM L (2) y d.(2) G ≈ 1.1 ∙ FWHM G (2), y para la pseudofplace de la FOIGT, que se discutirá a continuación, esta relación es más compleja y depende de la proporción de las contribuciones de Gauss y Lorentz. Para las líneas de difracción en ángulos pequeños, la proporción entre el ampliación integral y la FWHM se puede tomar igual a D (2) ≈ 1.47 ∙ FWHM (2); Sustituyendo esta relación en (2.13), obtenemos la fórmula de Debye:
En general, cuando las partículas de sustancias tienen una forma arbitraria, el tamaño medio Las partículas se pueden encontrar de acuerdo con la fórmula DEBAI-SHEEREVER:
¿Dónde está la constante de Sherryra, cuyo valor depende de la forma de una partícula (cristalita, dominio) y de los índices ( hkl) Reflexión de difracción.
En el experimento real, debido al permiso final del difractómetro, la línea se rompe y no puede ser menor que el ancho de la línea de herramientas. En otras palabras, en la fórmula (2.15), no es necesario usar el ancho de la reflexión de FWHM (2 personas), pero su ampliación β En relación con el ancho instrumental. Por lo tanto, en el experimento de difracción, el tamaño promedio de partículas está determinado por el método de Warren:
donde la evidencia de la reflexión de difracción. Darse cuenta de .
El ancho completo en la mitad de la altura de FWHM R o el ancho instrumental del difractómetro se puede medir en una sustancia homogénea y bien caliente (polvo) con partículas de 1-10 μm. En otras palabras, para el estándar de referencia, es necesario reflexionar sin ningún tipo adicional, excepto a los instrumentales, ampliaciones. Si la función de Gauss describe la función del permiso del difractómetro, un υ r es su segundo momento, luego FWHM R \u003d 2.355. R.
Las reflexiones de difracción se describen por las funciones de Gauss. g (υ) Y lorentz l (υ):
, (2.17)
o su superposición V. l.() + (1-C) G () - Pseudofunción de Foigt:
donde la contribución relativa de la función Lorentz está en la intensidad general de reflexión; Parámetros de distribución de Lorentz y Gauss; A - Multiplicador de normalización.
Considere las características de las distribuciones de Gauss y Lorentz, que son necesarias a continuación. Para distribuir Gauss, el parámetro es el segundo momento de la función. El segundo punto, expresado en las esquinas, se asocia con un ancho completo en la mitad de la altura, medido en ángulos 2, una relación conocida () \u003d FWHM (2) / (2 · 2,355). Esta relación es fácil de llegar directamente a la distribución de Gauss. En la Fig. 6 A muestra la distribución de Gauss descrita por la función.
donde: el segundo momento de la función Gauss, es decir, el valor del argumento correspondiente al punto de la inflexión de la función cuando. Encontraremos el valor en el que la función (2.20) toma un valor igual a la mitad de su altura. En este caso, y desde donde. Como se puede ver en la Figura 6 a, el ancho completo de la función Gauss a la mitad de la altura es igual.
Para la distribución de Lorentz, el parámetro coincide con el semidial de esta función a la mitad de la altura. Deja que la función Lorentz,
toma un valor igual a media altura, es decir, (Fig. 6 b). El valor del argumento que corresponde a este valor de función, encontraremos de la ecuación
donde y de esa manera, de hecho, por la función Lorentz. El segundo momento de la función Lorentz, es decir, el valor del argumento correspondiente al punto de inflexión de la función se puede encontrar a partir de la condición. El cálculo muestra que el segundo momento de la función Lorentz es igual.
La pseudofplace de FAIGT (2.19) proporciona lo mejor en comparación con las funciones de Gauss y Lorentz una descripción de la reflexión experimental de difracción.
Teniendo en cuenta esto, la función de resolución del difractómetro se presentará como una pseudofransferencia del FIOGTA; Para simplificar el registro, lo tomaremos en (2.19) a \u003d 1. Luego
Dado que la función de permiso es la superposición de las funciones de Lorentz y Gauss, luego en la aproximación cero, su ancho se puede aproximar por la expresión
Si, entonces. Deje una función efectiva de Gauss, el área de la cual coincide con las pseudofunciones de la FOIGT, tiene un ancho de igual, luego el segundo momento de tal función. Por lo tanto, la pseudofplace del permiso de la FOIGT y la función efectiva de Gauss es equivalente a la mitad del ancho. Esto permite, en una aproximación cero, reemplace la función (2.22) por la función
donde se lo establece.
La función experimental que describe la forma de la reflexión de difracción arbitraria es una convolución de la función de distribución y la función de resolución (2.24), es decir,
De (2.25) Está claro que el segundo momento de la función experimental. (2.26)
El β de ampliación de la reflexión de difracción se expresa a través del ancho total de la reflexión a la mitad de la altura que. Si los segundos momentos y el ancho total se expresan en las mismas unidades (todas en las esquinas o todas en los ángulos 2), entonces la ampliación de la reflexión ( hkl) Igualmente
Como ya se señaló, la ampliación causada por un pequeño tamaño de verde, deformaciones y negrogeneidad, proporcional a la SEC, TG y (SIN) 2 / COS, respectivamente, por lo tanto, debido a diferentes dependencias angulares, tres se pueden dividir diferentes tipos ampliando. Debe tenerse en cuenta que el tamaño de las áreas de dispersión coherente, determinada a partir de la ampliación dimensional, puede corresponder al tamaño de las partículas individuales (cristalites), pero también puede reflejar la estructura del subco y caracterizar la distancia promedio entre los defectos de envasado o el Tamaño efectivo de los bloques de mosaicos, etc. Además, debe tenerse en cuenta que la forma de la reflexión de difracción depende no solo del tamaño, sino también en forma de las nanopartículas. En nanomateriales no fase, una notable distorsión de la forma de las líneas de difracción observadas puede ser una consecuencia de la superposición de las reflexiones de difracción de varias fases.
Considere cómo se puede dividir la ampliación debida a varios factores diferentes, en el ejemplo de soluciones sólidas de carburo nanoestructuradas del sistema ZR C - NB C. Cuando el examen de rayos X de estas soluciones sólidas se encontró que las reflexiones de difracción en las radiografías de Las muestras (ZRC) 0,46 (NBC) 0.54 fuertemente arruinadas. Se sabe que estas soluciones sólidas tienen una tendencia a decaer en un estado sólido, sin embargo, mediante datos de rayos X, las muestras fueron monofásicas. Para determinar los motivos de la ampliación de las reflexiones (negrogeneidad, el tamaño pequeño de grano o deformación) se llevó a cabo un análisis cuantitativo del perfil de reflexiones de difracción utilizando la pseudofplace de la FIGTA (2.19). El análisis mostró que el ancho de todas las reflexiones de difracción supera significativamente el ancho de la función de permiso de difractómetro.
En la red cristalina cúbica, los cristalitos tienen las dimensiones de un orden en tres direcciones perpendiculares. En este caso, para los cristales con coeficiente de simetría cúbica. reflexiones con diferentes índices cristalográficos de Miller. (HKL)la red cristalina cúbica, se puede calcular por la fórmula.
Distorsiones de deformación y por ellos Los desplazamientos inhomogéneos de los átomos de los nodos de la red pueden ocurrir con la colocación caótica de dislocaciones en el volumen de la muestra. En este caso, la compensación de los átomos está determinada por la superposición de los desplazamientos de cada dislocación, que puede considerarse como un cambio local en las distancias de interplanar. En otras palabras, la distancia entre los aviones está cambiando continuamente de (D 0 -ΔD)antes de (D 0 + ΔD) (d 0y Δd.- Distancia interplanar en un cristal ideal y un segundo cambio más grande en la distancia entre aviones. (HKL)en volumen V.cristal, respectivamente). En este caso, la magnitud. ε = Δd / d 0existe una deformación con microd de la cuadrícula, que caracteriza la cantidad promediada por el cristal el valor de la deformación homogénea. La difracción máximo de las áreas del cristal con una distancia intercalada cambiada se produce en ángulo , un poco diferente del ángulo del cristal ideal, y como resultado de esto, hay una ampliación de la reflexión. La fórmula para ampliar la línea asociada con la deformación de microd de la celosía es fácil de derivar, inductar la ecuación de Wolfe BREGG:; Línea de canto de una manera desde un máximo de una línea correspondiente a la distancia interplaneal d,al cambiar la distancia interplanar por + Δd. Igualmente, cuando se cambia, (Fig. 6 a), la resolución del difractómetro de rayos X se determinó en experimentos especiales en los compuestos de grano grueso hez terrese que no tienen la homogeneidad (gran tamaño del grano, la ausencia de deformación. Se excluyeron las distorsiones y la homogeneidad de la composición de las muestras de ampliación de la reflexión): silicio monocristal de carburo hexagonal 6H-SIC y en el carburo de tungsteno stoquiométrico WS. Comparación de los valores encontrados; B - la dependencia de la ampliación experimental de las reflexiones de difracción de la muestra (ZRC) 0.46 (NBC) 0.54 de
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Para trabajo en tensiones elevadas.Al igual que con la radiografía sobre las tensiones convencionales, es necesario usar todas las formas conocidas de combatir la radiación de rayos X dispersa.
número rayos X dispersos Disminuye con una disminución en el campo de exposición, que se logra mediante restricción en el diámetro del haz de operaciones de los rayos de rayos X. Con una disminución en el campo de exposición, a su vez, la resolución de la imagen de rayos X se mejora, es decir, el tamaño mínimo de la parte determinada por parte disminuye. Para limitar en el diámetro del paquete de trabajo de las radiografías, los diafragmas reemplazables o los tubos no son suficientes.
Para reducir la cantidad rayos X dispersos Debe aplicarse donde sea posible compresión. Cuando la compresión, el grosor del objeto en estudio disminuye y, por supuesto, se vuelve más pequeño, se vuelve menos centros para la formación de radiación de rayos X dispersos. Para la compresión, se utilizan cinturones de compresión especiales, que se incluyen en el aparato de diagnóstico del radióde, pero no se usan a menudo suficientemente suficientemente.
Número de radiación dispersada Disminuye con la distancia creciente entre el tubo de rayos X y la película. Con un aumento en esta distancia y la diafragmización correspondiente se obtiene menos consistiendo en el lado del montón de rayos X. Con un aumento en la distancia entre el tubo de rayos X y la película, es necesario reducir el campo de exposición al mínimo posibles tamaños. No debe ser "corte" el área en estudio.
Para este fin, en el último. construcciones Los dispositivos de diagnóstico de rayos X se proporcionan con un tubo piramidal con un centtador de luz. Con él, se logra no solo limitar el área extraíble para mejorar la calidad de la imagen de la radiografía, sino que también se excluye la irradiación excesiva de aquellas partes del cuerpo humano que no están sujetas a la radiografía.
Para reducir la cantidad rayos X dispersos La parte estudiada del objeto debe ser lo más cercana posible a la película de rayos X. Esto no se aplica a la radiografía con un aumento directo en la imagen de rayos X. Con la radiografía con un aumento directo en la imagen, el estudio disperso prácticamente no llega a la película de rayos X.
Bolsas de arena utilizadas para fijación El objeto en estudio, es necesario colocar más lejos del casete, ya que la arena es un buen medio para la formación de radiación de rayos X dispersos.
Con radiografíaFabricado en la mesa sin usar una celosía de pellizco, debajo de un casete o sobre con una película debe ser empujada por una hoja de caucho luminoso Posibles tamaños grandes.
Para la absorción rayos X dispersos Se utilizan las rejillas de rayos X, que absorben estos rayos cuando los salen del cuerpo humano.
Tecnología de masterización producción de fotos de rayos X. Con voltajes elevados en el tubo de rayos X, es el camino lo que nos lleva a un cambio ideal de rayos X, es decir, una instantánea de este tipo, que es claramente visible en los detalles y el hueso y el tejido blando.
EX \u003d EX0 COS (WT - K0 Z + J0) EY \u003d EY0 COS (WT - K0 Z + J0)
BX \u003d BX0 COS (WT - K0 Z + J0) por \u003d por0 COS (WT - K0 Z + J0)
donde T es hora, W es la frecuencia de la radiación electromagnética, K0 es un número de onda, J0 - la fase inicial. El número de onda es un módulo de vector de onda e inversamente proporcional a la longitud de onda K0 \u003d 2π / L. El valor numérico de la fase inicial depende de la selección del punto de tiempo inicial T0 \u003d 0. Los valores de EX0, EY0, BX0, BY0 son amplitudes de los componentes correspondientes (3.16) de longitudes de onda eléctricas y magnéticas.
Por lo tanto, todos los componentes (3.16) con una onda electromagnética plana se describen mediante funciones armónicas elementales de la forma:
Y \u003d A0 COS (WT - KZ + J0) (3.17)
Considere la dispersión de una onda de rayos X monocromática plana en una pluralidad de átomos de la muestra en estudio (en una molécula, un cristal dimensional, etc.). La interacción de una onda electromagnética con electrones de átomos conduce a la generación de ondas electromagnéticas secundarias (dispersas). De acuerdo con la electrodinámica clásica, la dispersión en un electrón separado se produce en el ángulo del cuerpo de 4p y tiene anisotropía sustancial. Si la radiación primaria de rayos X no está polarizada, la densidad de flujo de la radiación de onda dispersada se describe mediante la siguiente función
(3.18)donde I0 es la densidad de la corriente de radiación primaria, R es la distancia desde el punto de dispersión al lugar de registro de la radiación dispersada, Q es un ángulo de dispersión polar, que se cuenta a partir de la dirección del vector de onda del plano primario onda k0 (ver fig.3.6). Parámetro
»2.818 × 10-6 nm (3. 19)históricamente, un radio de electrones clásico.
Fig. 3.6. El ángulo de dispersión polar Q de onda primaria plana en una pequeña criodia CR.
Un cierto ángulo Q establece una superficie cónica en el espacio. El movimiento correlacionado de electrones dentro del átomo complica la anisotropía de la radiación dispersa. La amplitud de la onda de rayos X, el átomo difuso, se expresa utilizando la función de la longitud de onda y el ángulo polar F (Q, L), que se denomina amplitud atómica.
Por lo tanto, la distribución angular de la intensidad de la onda de rayos X, un átomo disperso, se expresa por la fórmula.
(3. 20)
y tiene simetría axial en relación con la dirección del vector de onda de la onda primaria de K0. El cuadrado de la amplitud atómica F 2 se llama factor nuclear.
Como regla general, en instalaciones experimentales para estudios estructurales y de rayos X de rayos X, el detector de radiografías dispersas se encuentra a una distancia de R superando significativamente las dimensiones de la muestra de dispersión. En tales casos, la ventana de entrada del detector se corta de la superficie de la fase constante de la onda dispersa un elemento que se puede colocar con una alta precisión.
Fig. 3.8. El diagrama de dispersión geométrica de los rayos X en los átomos de la muestra 1 en condiciones de difracción de difracción.
2 - Detector de rayos X, k0 - onda de onda onda de rayos X primaria, flechas de barras que representan las corrientes de radiografías primarias, punta de código de barras: corrientes de radiografías dispersas. Los círculos indican los átomos de la muestra en estudio.
Además, las distancias entre los átomos adyacentes de la muestra irradiada son varios órdenes de magnitud menor que el diámetro de la ventana de entrada del detector.
En consecuencia, en esta geometría de registro, el detector percibe el flujo de ondas planas dispersas por átomos individuales, y los vectores de las olas de todas las ondas dispersas se pueden considerar con una alta precisión paralela.
Las características anteriores de la dispersión de las radiografías y su registro históricamente obtuvieron el nombre de la difracción de Fraunhofer. Esta descripción aproximada del proceso de dispersión de rayos X en estructuras atómicas le permite calcular el patrón de difracción (la distribución angular de la intensidad de la radiación dispersa) con alta precisión. La prueba es que la aproximación de la difracción de difracción se basa en métodos de difracción de rayos X de la sustancia, que permiten determinar los parámetros de las células elementales de los cristales para calcular las coordenadas de los átomos, para establecer la presencia de diferentes fases en la muestra. , para determinar las características de la defecturización de los cristales, etc.
Considere una muestra cristalina de un tamaño pequeño que contiene un número finito de n átomos con un número químico específico.
Presentamos un sistema de coordenadas rectangular. Su comienzo es compatible con el centro de uno de los átomos. La posición de cada centro del átomo (centro de dispersión) está establecido por tres coordenadas. XJ, YJ, ZJ, donde J es el número de secuencia del átomo.
Deje que la muestra en estudio expuesta a una onda de rayos X primaria plana con un vector de onda K0 dirigido paralelo al eje OZ del sistema de coordenadas seleccionado. En este caso, la onda primaria está representada por la función del formulario (3.17).
La dispersión de las radiografías en los átomos puede ser inelástica y elástica. La dispersión elástica ocurre sin cambiar la longitud de onda de la radiación de rayos X. Con dispersión inelástica, la longitud de onda de radiación aumenta, y las ondas secundarias son incoherentes. La siguiente se considera solo la dispersión elástica de las radiografías en los átomos.
Denote L - la distancia desde el inicio de las coordenadas al detector. Proponemos que se realicen las condiciones de difracción de Fraunhofer. Esto, en particular, significa que la distancia máxima entre los átomos de la muestra irradiada es varios órdenes de magnitud menor que la distancia L. En este caso, el elemento sensible del detector está expuesto a ondas planas con vectores de ondas paralelas K. Los módulos de todos los vectores son iguales al módulo del vector de onda k0 \u003d 2π / l.
Cada onda plana causa la oscilación armónica con frecuencia.
(3.21)Si la onda primaria se aproxima satisfactoriamente por un armónico plano, entonces todos los ondas secundarios (átomos dispersos) son coherentes. La diferencia en las fases de múltiples ondas depende de la diferencia del curso de estas ondas.
Pasaremos desde el principio de las coordenadas hasta la ubicación de la ventana de entrada del detector, el eje auxiliar o. Luego, cada función de propagación secundaria en la dirección de este eje puede describirse.
y \u003d A1 FCOS (WT- KR + J0) (3.22)
donde la amplitud A1 depende de la amplitud de la onda primaria A0, y la fase inicial J0 es la misma para todas las ondas secundarias.
La onda secundaria emitida por el átomo al comienzo de las coordenadas creará una oscilación del elemento sensible del detector descrito por la función
A1 F (Q) COS (WT - KL + J0) (3.23)
Otras ondas secundarias crearán oscilaciones a la misma frecuencia (3.21), pero difieren de la función (3.23) por el cambio de fase, que a su vez depende de la diferencia en el curso de las ondas secundarias.
Para un sistema de ondas monocromáticas coherentes planas que se mueven en una determinada dirección, el cambio de cambio de fase relativo es directamente proporcional a la diferencia en el curso de DL
Dj \u003d k × dl (3.24)
donde k es un número de onda
k \u003d 2π / l. (3.25)
Para calcular la diferencia en el curso de las ondas secundarias (3.23), primero suponga que la muestra irradiada es una cadena de átomos unidimensionales ubicada a lo largo del eje de la coordenada OX (consulte la Fig. 3.9). Las coordenadas atómicas se establecen mediante números XI, (J \u003d 0, 1, ..., N - 1), donde x0 \u003d 0. La superficie de la fase constante de la onda plana primaria es paralela a la cadena de átomos, y la El vector de onda K0 es perpendicular a ella.
Vamos a calcular el patrón de difracción plana, es decir,. La distribución angular de la intensidad de la radiación dispersada en el plano que se muestra en la Fig. 3.9. En este caso, la orientación de ubicación del detector (en otras palabras, la dirección del auxiliar o) se establece en el ángulo de dispersión, que se cuenta con el eje OZ, es decir, Desde la dirección del vector de onda k0 de la ola primaria.
Fig. 3.9. El diagrama geométrico de la difracción de difracción en un plano predeterminado en la cadena recta de átomos.
Sin pérdida de la generalidad del razonamiento, se puede suponer que todos los átomos están ubicados en el medio eje derecho. (a excepción de un átomo ubicado en el centro de coordenadas).
Dado que se realizan las condiciones de la difracción de difracción de difracción, los vectores de onda de todas las ondas dispersas por átomos vienen a la ventana de entrada del detector con vectores de ondas paralelas K.
Figura 3.9 Se deduce que la onda emitida por un átomo con la coordenada XI pasa la distancia al detector L - Xisin (Q). En consecuencia, la oscilación del elemento sensible del detector causado por una onda secundaria emitida por un átomo con la coordenada XI se describe por la función
A1 F (Q) COS (WT - K (L-XJ Sin (Q)) + J0) (3.26)
Una especie similar tiene las ondas dispersas restantes, ingresando a la ventana del detector ubicada en una posición determinada.
La magnitud de la fase inicial J0 se determina, en esencia, el punto del comienzo de la época. Nada evita la elección de J0 igual a -kl. Luego estará presente el movimiento del elemento sensible del detector.
(3.27)
Esto significa que la diferencia en el movimiento de las ondas dispersas por los átomos con las coordenadas XI y X0 es -xisin (Q), y la diferencia de fase correspondiente es igual a Kxisin (Q).
La frecuencia W Oscilaciones de ondas electromagnéticas del rango de rayos X es muy grande. Para radiografías con longitud de onda L \u003d Å, la frecuencia W en orden de magnitud es ~ 1019 S-1. El equipo moderno no puede medir los valores instantáneos de los campos eléctricos y magnéticos (1) con cambios tan rápidos en los campos, por lo que todos los detectores de rayos X registran el valor promedio del cuadrado de la amplitud de las oscilaciones electromagnéticas.
En contraste con muchas especulaciones especuladas especuladas, el modelo Thomson se basó en los hechos físicos, que no solo justificaron el modelo, sino que también dieron ciertas instrucciones sobre el número de corpúsculos en el átomo. El primer hecho es la dispersión de los rayos de rayos X, o, como dijo Thomson, la aparición de rayos X secundarios. Thomson considera la radiación de rayos X como pulsación electromagnética. Cuando tales pulsaciones caen en átomos que contienen electrones, luego los electrones, que entran en un movimiento acelerado, emiten a medida que describe la fórmula de Larmor. La cantidad de energía emitida por unidad de tiempo por electrones ubicadas en una unidad de volumen será
donde n es el número de electrones (corpúsculos) por volumen de unidad. Por otro lado, la aceleración del electrón.
donde E P es la intensidad del campo de la radiación primaria. En consecuencia, la intensidad de la radiación dispersada.
Dado que la intensidad de la radiación incidente de acuerdo con el teorema punteador es igual a
luego la proporción de energía dispersada a la primaria.
Charles Glover Barklarecibiendo en 1917 premio Nobel Para la apertura de las radiografías características, fue en 1899-1902. "Investigador estudiantil" (estudiante de posgrado) en Thomson en Cambridge, y aquí se interesó en las radiografías. En 1902, fue profesor de un colegio universitario en Liverpool, y aquí en 1904, explorando la radiación secundaria de rayos X, descubrió su polarización, que coincidió completamente con las predicciones teóricas de Thomson. En la experiencia final de 1906, Barclay forzó el paquete primario para disipar los átomos de carbono. El paquete dispersado cayó perpendicularmente al haz primario y aquí de nuevo se dispersó con carbono. Esta viga terciaria estaba completamente polarizada.
Estudiando la dispersión de los rayos de rayos X de los átomos de la luz, Barclay en 1904 encontró que la naturaleza de los rayos secundarios es la misma que la primaria. Para la relación de la intensidad de la radiación secundaria a la primaria, encontró una magnitud que no depende de la radiación primaria, densidad proporcional de la sustancia:
De la fórmula Thomson
Pero la densidad \u003d N A / L, donde A es el peso atómico del átomo, n es el número de átomos en 1 cm 3., L es el número de Avogadro. Por eso,
Si pones la cantidad de corpúsculos en un átomo igual a Z, entonces N \u003d NZ y
Si sustituimos a sustituir el valor de E, M, L, entonces encontraremos K. en 1906, cuando los números E y M no se conocen exactamente, Thomson se encuentra desde las mediciones de Barclay para el aire, que Z \u003d A., es decir, el número de corpúsculos en el átomo es el peso atómico. El valor de K, obtenido para los átomos de Barclay Light en 1904, fue K \u003d 0,2. Pero en 1911, Barclay, utilizando los datos de Bayer refinados para E / M, los valores de E y L obtenidos por Roundford y Geiger, recibió K \u003d 0.4, y por lo tanto Z \u003d 1/2. Como resultó, esta relación está bien realizada en el campo de los núcleos de luz (con la excepción del hidrógeno).
Thomson Teoría ayudó a comprender una serie de problemas, pero incluso más problemas dejados sin resolver. El golpe decisivo de este modelo fue infligido por los experimentos de Rutherford 1911, que se mencionarán.
Un átomo de modelo anular similar sugirió en 1903 por el físico japonés. Nagawa Sugirió que en el centro del átomo existe una carga positiva, alrededor de la cual los anillos de electrones se tratan como los anillos de Saturn. Se las arregló para calcular los períodos de las oscilaciones realizadas por electrones con pequeños desplazamientos en sus órbitas. Frecuencias así obtenidas, más o menos aproximadamente las líneas espectrales de algunos elementos *.
* (También se debe tener en cuenta que el modelo planetario del átomo se propuso en 1901. J. PERENOMA. Mencionó este intento en la conferencia Nobel, leyó el 11 de diciembre de 1926.)
25 de septiembre de 1905 en el 77º Congreso de naturalistas y médicos alemanes con un informe sobre los electrones V. Win. En este informe, él, por cierto, dijo lo siguiente: "La explicación de las líneas espectrales también es importante para la teoría electrónica. Dado que cada elemento corresponde a una determinada agrupación de líneas espectrales, que emite, estar en un estado de El brillo, luego cada átomo debe representar un sistema constante. Sería la forma más fácil de representar un átomo como un sistema planetario que consiste en un centro cargado positivamente, alrededor de lo cual se convierte, como planetas, electrones negativos. Pero tal sistema no puede ser sin cambios Debido a la energía irradiada. Por lo tanto, nos vemos obligados a referirnos al sistema en el que se encuentran los electrones con paz relativa o poseer velocidades insignificantes: la presentación en la que contiene un montón de dudosos ".
Dudas aún más aumentadas a medida que se descubren las nuevas propiedades misteriosas de la radiación y los átomos.
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