Рентгеновская микроскопия на основе кристаллов с переменным периодом решетки

• Автор: Коновко, Андрей Андреевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 124 с.

ГЛАВА I
СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ РЕНТГЕНОВСКОЙ МИКРОСКОПИИ
§ 1 Современные методы рентгеновской микроскопии
§ 2 Ядерные процессы в лазерной плазме
ГЛАВА II
РЕНТГЕНОВСКАЯ МИКРОСКОПИЯ НА ОСНОВЕ АСИММЕТРИЧНОГО БРЭГГОВСКОГО ОТРАЖЕНИЯ.
§ 1 Принцип рентгеновского микроскопа с использованием асимметричного отражения
§ 2 Асимметричная дифракция пространственно ограниченных пучков
§ 3 Поиск оптимальной схемы эксперимента
§ 4 Расчет параметров кристаллов для экспериментальной установки
ГЛАВА III ФОКУСИРОВКА РЕНТГЕНОВСКИХ ПУЧКОВ'
§ 1 Искажение профиля пучка вследствие дифракции в свободном
пространстве
§ 2 Модель дифракции на кристалле с переменным периодом решетки
§ 3 Аналитические выражения и приближенные формулы
§ 4 Фокусировка ограниченных пучков в крайне асимметричной схеме дифракции
ГЛАВА IV
СПЕКТР ТОРМОЗНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ФЕМТОСЕКУНДНОЙ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ
§ 1 Постановка задачи
§ 2 Эффективность возбуждения ядер
§ 3 Спектр интенсивности тормозного излучения

§ 4 Статистическая модель возбуждения ядер тормозным излучением фемтосекундной лазерной плазмы
Заключение
Литература
Актуальность проблемы
Рентгеновская микроскопия применяется для исследования внутренней структуры оптически непрозрачных объектов и объектов, размеры которых меньше длины волн оптического диапазона. В биологии и дефектоскопии часто возникают задачи исследования объектов субмикронного масштаба. Поэтому схемы рентгеновской микроскопии для решения подобных задач должны обеспечивать субмикронное разрешение по объекту, а также достаточное увеличение изображения.
Настоящая работа посвящена развитию теории методов рентгеновской микроскопии с субмикронным разрешением, основанной на использовании монокристалла в качестве оптического элемента. Основное внимание уделяется оптической схеме рентгеновского микроскопа с использованием асимметричного и крайне асимметричного брэгговского отражения от кристалла.
Существенным препятствием на пути создания рентгеновского микроскопа с субмикронным разрешением является дифракция на пути объект-кристалл. Проведенные исследования показывают, что в кристалле с определенным профилем деформации возможна фокусировка рентгеновского излучения, а, следовательно, компенсация дифракционного расплывания.
Необходимой частью установки, осуществляющей рентгеновскую микроскопию, является источник рентгеновского излучения. В качестве такового можно использовать, например, синхротрон или рентгеновскую трубку. Кроме того, одним из перспективных источников рентгеновского излучения является плазма, создаваемая при взаимодействии лазерного импульса с твердотельной мишенью.
Выбор того или иного источника зависит от целого ряда факторов. Син-хротронное излучение обладает уникальными характеристиками, что снимает
Глава II. § 2. Асимметричная дифракция пространственно ограниченных пучкоФЭ
осцилляции Гиббса): F(z) = F1(z) + Ft{z)
Fi(z) = F2(z)
th ( £ • [ z — z0 +
th ( £ ■
zo ~
(2.16)
2 )) V V
Далее введены индексы 1, 2, 3, 4 , обозначающие системы координат, связанные с входной диафрагмой, кристаллом (2 - для падающего излучения, 3 -для дифрагированного) и детектором соответственно.
Падающая волна дифрагирует на щелях. Спектр излучения принимает вид:
т = . ^ ■ ? -М • ”{»:? ■} іМ. ещ>« . . ц (2.17) { ( 5 Л,
В системе координат, связанной с диафрагмой (ось г направлена вдоль линии, соединяющей щели), поле в произвольной точке пространства запишется так:
Е(х 1,21)
(2.18)
/ (fcj) • exp (—ikiZi) - exp y—ixi^ к? — k
В системе координат, связанной с кристаллом, на поверхности кристалла спектр будет иметь вид:

Е(к2х) = Е (х2, z2 - 0) • exp (ik2xx2) dx2 (2-!9)
Кривая отражения “вырежет” из этого спектра часть, попавшую в столик Дарвина, а остальная часть подавится по интенсивности. Кривую отражения R(k2x) считаем численно, решая дисперсионное уравнение 2.13, подставляя решение в граничные условия 2.14 и считая коэффициент отражения по формуле 2.15.
F(k2x) = Е{к2х) ■ Я{к2х) (2.20)
Далее происходит преобразование спектра. Волновые вектора “разворачиваются” по закону
kh = к0 + Н (2.21)