Дипломная работа: Рентгеноструктурний аналіз молибдену
λ = h/(2mE)1/2 (62)
відповідає довжині хвилі 0,5 — 6,0 Å.
Через відсутність
у нейтронів електричного заряду їх розсіювання інше, ніж у рентгенівського
випромінювання і електронів. Процес розсіювання нейтронів не залежить від
заряду ядер, а визначається їх складом і спином.
Розсіювання нейтронів пояснюється взаємодією їх з ядрами. Воно
характеризується ефективним перерізом розсіювання, визначуваним як відношення
числа нейтронів, що відхилюють одним ядром за одиницю часу, до числа нейтронів,
падаючих за той же час на одиницю площі шаруючи речовини: σ =Δn/n З цього визначення виходить, що σ
має розмірність площі. Дійсно, оскільки [Δn] = 1/T, [n] =1/(TL2) то [σ] = L2. Перетин розсіювання нейтронів можна виразити через хвильову
функцію падаючих і розсіяних хвиль. Якщо  — хвильова функція падаючої на ядро
плоскої нейтронної хвилі, а  — хвильова функція сферичної
розсіяної хвилі, то згідно сказаному повний переріз розсіювання ядром
 (63)
де fn
— амплітуда
когерентного розсіювання нейтронів. Оскільки fn має розмірність довжини, то її
називають також довжиною розсіювання. Відмітною особливістю розсіювання
повільних нейтронів є ізотропна по всіх напрямах, незалежність його перетину
від енергії налітаючих нейтронів. Це пояснюється тим, що довжина хвилі
повільних нейтронів (λ≈10-10 м) велика в порівнянні з радіусом дії силового
поля ядра (r ≈ 10-15 м), а їх енергія мала в порівнянні з енергією
зв'язку усередині ядра.
Для детальнішої характеристики взаємодії нейтронів з ядром
вводять поняття диференціального переріза розсіювання dσ, визначуваного як кількість нейтронів,
розсіяних усередині тілесного кута dΩ. Диференціальний переріз залежить від кута розсіювання.
Дійсно, якщо на ядро, що покоїться, направити пучок нейтронів, то залежно від
того, на якій прицільній відстані від ядра вони пролітають, кут їх розсіювання
буде неоднаковий. Деякі налітаючі нейтрони розсіваються під кутом, близьким до
180°, інші — під дуже малими кутами.
Отримання і інтерпретація даних по розсіянню нейтронів з
метою визначення структури речовини засновані на вимірюванні диференціального
переріза розсіювання залежно від кута θ
і енергії En налітаючих нейтронів.
Дослідження показують, що взаємодія нейтрона з речовиною може
привести не тільки до розсіювання, але і до захоплення його ядром і утворенню
проміжного ядра з подальшим випуском нейтрона. Який з цих процесів переважає,
залежить від енергії падаючого нейтрона і властивостей ядра.
Отже, в
загальному випадку ядерне розсіювання повільних нейтронів є накладенням
потенційного і резонансного розсіювання. Загальна амплітуда розсіювання без
урахування спину ядра представляється у вигляді двох доданків:
  (64)
де En — енергія падаючого нейтрона; Ep — енергія, якою повинен володіти нейтрон, щоб викликати
резонанс в складеному ядрі; i—число ізотопів; Гn — нейтронна ширина енергетичного рівня, пов'язана з
вірогідністю розсіювання нейтрона, падаючого на ядро- мішень; Г — ширина
резонансного максимуму на половині його висоти, рівної σт (мал. 2.9) (тут σр — перетин при резонансі, тобто при E = Ep).
Диференціальний переріз розсіювання на вільному ядрі
визначається по формулі
 (65)
За відсутності у ядра резонансних рівнів, достатньо близьких до енергії
падаючого нейтрона, резонансним членом можна знехтувати. В цьому випадку
амплітуда розсіювання визначатиметься чисто потенційним членом, який завжди
позитивний і рівний радіусу r ядра:
dσi = f2ndΩ σi
= 4πr2 (66)
На підставі
останньої формули можна укласти, що потенційне пружне розсіювання повільних
нейтронів відбувається як би на непроникних сферах того ж радіусу, що і ядро.
Оскільки радіус ядра r =
1,5•10-15(A)1/3 [м] [м], де A—атомна маса ядра, те значення σi може бути обчислене для будь-якого
елементу. Співвідношення (66) добре виконується для важких елементів. Для
легких атомів спостерігається відхилення від цієї залежності.
При наближенні
енергії падаючих нейтронів до значення енергії резонансного рівня ядра другий
доданок в (64) стає достатньо великим, щоб
переважати над потенційним членом. При цьому різниця E—Ep може бути
як позитивною, так і негативною. Для H, Li і Мn
резонансний член, будучи негативним, переважає над потенційним, приводячи,
таким чином, до негативної амплітуди розсіювання. Якщо ядро володіє спином j, то результат складання його із
спином падаючого нейтрона, рівним ±1/2, може привести до утворення складених
ядер із спинами відповідно j + 1/2 і j —
1/2; В цьому
випадку розсіювання повільних нейтронів на вільному ядрі описуватиметься не
одній, а двома амплітудами розсіювання: f + і f —. Перша амплітуда
відповідає паралельній взаємній орієнтації спинів ядра і падаючого нейтрона,
друга — антипаралельної орієнтації спинів. При цьому диференціальний переріз розсіювання
 (67)
Множники при f2 + і f2 —. визначають вірогідність реалізації різних
станів спинів системи з нейтрона і ядра при їх зіткненні.
Формула (67) показує, що розсіювання повільних нейтронів на
вільних ядрах повністю визначається значенням амплітуд f + і f —. які можуть бути знайдені
експериментально. Якщо в розсіянні нейтронів бере участь система зв'язаних
ядер, то амплітуда розсіювання на вільному ядрі повинна бути замінена
амплітудою розсіювання на зв'язаному ядрі. У разі одноатомної речовини fn → b = f(1 + 1/A). Дослідження показують, що
амплітуди розсіювання повільних нейтронів для різних ядер знаходяться в
інтервалі від 0,3•10-14 до 1•10-14 см, що
відповідає інтегральному перетину розсіювання σ ≈ 10-28м2.
Це майже на два порядки більше відповідної величини для рентгенівського
проміння.
Якщо в розсіянні бере участь не одне ядро, а деякий колектив
ядер, то розсіювання повільних нейтронів матиме когерентну і некогерентну
складові. Когерентне розсіювання викликається впорядкованим розташуванням ядер.
У некогерентному розсіянні ядра беруть участь неузгоджено, що говорить про
безлад в розташуванні ядер. Наявність у нейтрона магнітного моменту приводить
до магнітного розсіювання нейтронів речовиною. Якщо магнітні моменти атомів або
іонів розсіювача орієнтовані хаотично (парамагнетіки), то магнітне розсіювання
має дифузний характер. Якщо ж останні мають впорядковану орієнтацію
(феромагнетики і антиферомагнетики), то магнітне розсіювання повільних
нейтронів є когерентним і разом з ядерним когерентним розсіюванням вносить
внесок в загальне розсіювання. Аналіз даних по розсіянню нейтронів дає пряму
інформацію про розподіл і орієнтацію магнітних моментів атомів в досліджуваній
речовині, що неможливо одержати інакше. На мал. 2.10 показані атомні амплітуди
когерентного розсіювання рентгенівського випромінювання, електронів і
нейтронів. Найсильніша залежність атомної амплітуди від кута розсіювання у
електронів, менш сильна — у рентгенівського випромінювання і зовсім вона
відсутня у повільних нейтронів. Це враховується при постановці і проведенні
структурних досліджень.
Істотно, що амплітуди розсіювання рентгенівського
випромінювання і електронів однакові для всіх ізотопів даного елементу, тоді як
амплітуди розсіювання нейтронів fn для різних ізотопів різні. Завдяки цьому повільні нейтрони служать
виключно зручним засобом вивчення структури твердих тіл і рідин, що містять
атоми з дуже близькими або достатньо далекими порядковими номерами; вони
практично незамінні в структурних дослідженнях сполук, що містять, водень
дозволяючи фіксувати положення атомів водню і довжину водневих зв'язків.
Відзначимо, що з
трьох видів випромінювань, вживаних для дослідження структури рідин, найбільш
підходить рентгенівське. Щоб в цьому переконатися, порівняємо енергію нейтрона
і рентгенівського фотона, а також час прольоту ними відстані порядку
міжатомного, тобто 10-10м. При цьому
Eф =hc/λ En =h2/(2mλ2)
звідки
Eф =2mcλ/h = 105 En (68)
Оскільки швидкість фотона c ≈ 108
м/с, а швидкість
нейтрона υn=(3kT/m)1/2 = 103 м/с,
той час
проходження ними відстані порядка 10-10 м складає 10-18 с для фотона і 10-13 с для нейтрона. Отже, енергія
рентгенівських фотонів майже в 105 разів більше, ніж енергія
нейтронів при тій же довжині хвилі. У стільки ж разів менше тривалість
взаємодії фотона з атомом. Тому для рентгенівського випромінювання непружне розсіювання
атомів не виконує ролі, для нейтронів же воно складає значну частину загального
розсіювання, що ускладнює методику дифракційного експерименту. Разом з цим
слабке поглинання нейтронів дозволяє одержувати діфрактограми від рідких
металів, сильно поглинаючих рентгенівське випромінювання. Застосування до рідин
електронографічних досліджень зв'язане з рядом важкоусуваємих побічних ефектів.
Електрони є зручним засобом вивчення будови молекул газів, структури
кристалічних і аморфних тіл.
Розсіювання однаковими атомами
Розглянемо розсіювання
рентгенівського випромінювання, електронів і нейтронів сукупністю атомів одного
елементу (зріджені інертні гази, розплавлені метали, напівметали і
діелектрики). Виведемо рівняння, що зв'язує кутовий розподіл інтенсивності
розсіяного випромінювання з радіальною функцією розподілу W(R) яка описує ближній порядок в розташуванні
атомів. Припустимо, що паралельний пучок монохроматичного проміння довжиною
хвилі λ направлений на зразок
досліджуваної речовини, миттєве положення атомів якого визначається векторами R1,R2,…RN щодо довільно вибраного початку
відліку. Позначимо F1,F2,…FN — атомні амплітуди розсіювання; N — число атомів, що беруть участь в
розсіянні. Сумарну амплітуду хвилі, розсіяної даною конфігурацією атомів, можна
представити у вигляді
Страницы: 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12, 13, 14 |
