Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası"
Download 18.1 Mb. Pdf ko'rish
|
- Bu sahifa navigatsiya:
- Ё37. Rentgen şüalarının dalğa uzunluğunun və Avoqadro ədədinin təyini
|
Шякил Шякил Rentgen dalğaları kristal üzərinə düşdükdə kristal qəfəsin düyünləri ikinci dalğaların mənbəyi olur. Əgər bu düyünlər bir müstəvi üzərində yerləşmişdirsə, dalğanın həmin müstəvidən düşmə bucağına bərabər olan qayıtma bucağı altında əks olunması baş verir. Əks olunan dalğanın intensivliyi müstəvidə düyünlərin yerləşməsi sıxlığından asılıdır. Belə ki, bu sıxlıq azaldıqca əks olunan dalğanın intensivliyi azalır və əksinə. Yuxarıda qeyd etdiyimiz kimi, kristalın fəza qəfəsinin düyün nöqtələrindən çoxlu sayda müstəvilər keçirmək olar (şəkil 36.3). Bu müstəvilərin hər biri üzərinə düşən dalğanı elə istiqamətdə əks etdirir ki, qayıtma bucağı düşmə bucağına bərabər olsun. Qeyd edək ki, bu şərt dalğanın uzunluğundan asılı deyildir: müxtəlif uzunluqlu dalğaların hamısı eyni cür əks olunur. Lakin verilmiş istiqamətdə əks olunma əslində yalnız bir müstəvidən deyil, buna paralel olan digər bütün müstəvilərdən də baş verir. Müxtəlif müstəvilərdən əks olunmuş bütün bu dalğalar, eyni bir ilkin dalğa tərəfindən həyəcanlandırıldıqları üçün, öz aralarında koherentdirlər. Başqa sözlə, dalğa bir-birinə paralel müstəvilər çoxluğundan əks olunduqda onun amplitudu düşmə bucağına bərabər olan qayıtma bucağı altında əks olunaraq yayılan ikinci dalğalar arasında bölünür. Əgər ikinci dalğaların fazaları fərqi 2 π -nin tam misllərinə bərabərdirsə, onlar bir-birini gücləndirir və həqiqətən də qayıdan dalğa mövcud olur və yayılır. Əgər həmin fazalar fərqi 2
π -nin tam misllərinə bərabər deyilsə, onda qayıdan dalğa mövcud olmur. Bir-birinə paralel olan müstəvilər sistemindən dalğanın əks olunması şərti Breqq-Vulf şərti adlanır. Bu şərtin tapılmasına baxaq. Bu məqsədlə bir-birinə paralel olan hər hansı müstəvilər sisteminə, məsələn, kristalın təbii səthinə paralel olan müstəvilər sisteminə baxaq (36.3 şəklində 1,1 ′,… və ya 2,2′,… müstəvilər sistemi). Fərz edək ki, bu müstəvilər üzərinə dalğa uzunluğu λ olan paralel monoxromatik şüa dəstəsi düşür (şəkil 36.2). 36.2 şəklindən görünür ki, qonşu müstəvilərdən əks olunmuş 1 və 2 şüalarının yollar fərqi
180 aşağıdakı kimi təyin olunur: ∆=AB + BC – AD (36.1) Burada
α cos
2d BC AB = + və AD=2dtg α sin α
olduğunu nəzərə alsaq α α α α cos
2 cos
sin 2 cos 2 2
d d = − = ∆
(36.2) olar.
Qonşu müstəvilərdən əks olunmuş dalğaların fazalar fərqi ∆ ⋅ = ∆ ⋅ = ∆ λ π ϕ 2 k kimi
təyin olunur. burada k=2 π / λ – dalğa ədədidir. Məlumdur ki, konstruktv interferensiyanın alınması üçün ∆ ϕ =2 π
sistemindən əks olunan dalğaların interferensiyası nəticəsində maksimumların alınması şərti
2dcos α =m λ
(36.3) kimi olar. Burada d – qonşu müstəvilər arasındakı məsafə, λ – düşən dalğanın uzunluğudur. (36.3) şərtini α düşmə bucağı vasitəsilə deyil, həm də α π θ − = 2 sürüşmə bucağı (düşən şüa ilə müstəvi arasında qalan bucaq) vasitəsilə yazırlar. 2dsin θ =m λ
(36.4) (36.3) və ya (36.4) düsturları Breqq-Vulf şərti adlanır və bu şərt rentgen şüaları spektroskopiyasının əsasını təşkil edir. Breqq-Vulf şərtindən görünür ki, paralel müstəvilər sistemi üzərinə monoxromatik olmayan dalğa düşdükdə, bu dalğanın yalnız (36.3) və ya (36.4) şərtini ödəyən λ
uzunluğuna malik olan toplananı əks olunacaqdır. Əgər düşən qeyri-monoxromatik dalğanın belə λ uzunluqlu toplananı yoxdursa, əks olunan dalğa yaranmayacaqdır. Əgər düşən dalğa monoxromatikdirsə, onda o, yalnız (36.4) şərtini ödəyən θ bucağı altında düşdükdə əks olunma baş verəcəkdir. Deməli, kristalın fəza qəfəsinin düyünlərindən keçirilmiş hər bir paralel müstəvilər sistemindən hər bir λ dalğa uzunluğu üçün müəyyən istiqamətdə (və ya bir neçə istiqamətdə) interferensiya maksimumu alınır. Kristalın fəza quruluşu məlumdursa, bu maksimumları müşahidə etməklə dalğa uzunluğunu təyin etmək, və əksinə, dalğa uzunluğu məlum olduqda kristalın quruluşu haqqında təsəvvür əldə etmək olar. (36.3) və ya (36.4) Breqq-Vulf düsturunu çıxararkən biz dalğaların kristala daxil olarkən və oradan çıxarkən sınmasını nəzərə almadıq. Məsələ burasındadır ki, rentgen şüaları üçün sınma əmsalı n ≈1 olur. Lakin rentgen şüalarının az da olsa sınmasını nəzərə aldıqda (36.3) Breqq-Vulf şərti dəyişir. Görünən işıq üçün olduğu kimi, rentgen şüalarının da sınması dalğaların vakuumda və mühitlərdə yayılma sürətinin müxtəlif olmasının nəticəsidir. Rentgen şüalarının sınmasını nəzərə almaq o deməkdir ki, α
düşmə bucağı α c sınma bucağına bərabər olmur. Ona görə də şüaların optik yollar fərqi üçün (36.1) əvəzinə ∆ 1 =n(AB + BC) – AD
(36.5) yazmaq lazımdır. Burada n – mühitin vakuuma nisbətən sındırma əmsalıdır (fərz olunur
181
ki, şüa kristalın səthinə vakuumdan düşür). 36.2 şəklinə əsasən AB + BC = 2d/cos α
,
α
sin α
və sin α
/sin α
=1 olduğunu (36.5)-də nəzərə alsaq c c c c dn dn dn α α α α cos 2 cos
sin 2 cos 2 2 1 = − = ∆ (36.6) yaza bilərik. Onda şüaların sınması da nəzərə alınmaqla qayıtma şərti 2dncos α
=m λ
(36.7) kimi olur. (36.3) düsturundan fərqli olaraq (36.7) düsturunda α
-şüanın sınma (düşmə yox) bucağı, λ – vakuumda (mühitdə yox) dalğa uzunluğudur. Biz yuxarıda şüaların iki qonşu paralel müstəvidən əks olunmasına baxdıq. Əslində isə bir-birinə paralel olan çoxlu sayda müstəvilərdən əks olunma baş verir, yəni əks olunmuş iki şüa dəstəsi deyil, çoxlu sayda şüa dəstələri arasında interferensiya baş verir. Lakin bu çoxqat əksolunmalar interferensiya maksimumunun yaranması şərtini dəyişmir və eynilə optikada olduğu kimi (Fabri-Pero interferometrinin və ya Lümmer-Qerke lövhəsinin nəzəriyyəsi) geniş interferensiya zolaqları əvəzinə nazik xətlərin alınmasına səbəb olur ki, bu da rentgen şüalarının spektroskopiyasında həmin metodun tətbiqinin çox əlverişli olduğunu göstərir. (36.3) və ya (36.4) şərti isə olduğu kimi qalır. Yuxarıda biz kristalın təbii üzlərinə (səthlərinə) paralel olan müstəvilər sistemindən əksolunmaya baxdıq. Eyni qayda ilə 3,3 ′,…; 4,4′,… kimi paralel müstəvilər sistemindən (şəkil 36.3) əksolunmaya da baxmaq olar. Rentgen quruluş analiz metodlarına həsr olunmuş kurslarda isbat olunur ki, Laue rentgenoqramında hər bir ləkə müəyyən paralel müstəvilər sistemindən əksolunmuş rentgen şüalarının interferensiyasının nəticəsidir. Beləliklə, yuxarıda qeyd edildiyi kimi, Breqq-Vulf metodu Laue metoduna ekvivalentdir. Lakin Breqq-Vulf üsulu rentgen şüaları spektroskopiyasının əsasını təşkil etdiyinə və kristalların quruluşunun öyrənilməsində ən məhsuldar üsullardan biri olduğuna görə özünəməxsus müstəqil əhəmiyyət kəsb edir. Breqq-Vulf metodunun Laue metoduna ekvivalent olduğunu aşağıdakı kimi sadə yolla da isbat etmək olar. Kristal qəfəsin elementar özəyi olan paralelopipedin və 2
,a a r r 3 ar tillərini çəpbucaqlı koordinat sisteminin bazis vektorları kimi götürək. Onda qəfəsin hər bir atomunun radius-vektoru 3 2 1 a z a y a x r r r r r + + = (36.8) kimi təyin olunar. Burada x, y, z koordinatları tam qiymətlər alır. Düşən şüa istiqamətində vahid vektor , difraksiya nəticəsində alınmış şüalardan biri istiqamətində vahid vektor isə olsun (şəkil 36.4). Onda (35.6) Laue şərtlərini aşağıdakı kimi vektor tənlikləri şəklində yaza bilərik /(35.6) ifadələri kubik qəfəs üçün yazılmışdır/: 0
sr ϑ
r 0
r N r ϑ S r 0 S r
r
λ 1 1 0 ) (
a s s = − r r r
λ 2 2 0 ) (
a s s = − r r r
(36.9) λ 3 3 0 ) ( n a s s = − r r r Düşən və əks olunan şüaların arasında qalan bucağın tənböləni boyunca yönəlmiş
182
0 s s N r r r − = vektoru daxil etsək, (36.9) ifadələrinin əvəzinə λ 1 1 ) ( n a N = r r , λ 2 2 ) ( n a N = r r , λ 3 3 ) ( n a N = r r (36.10) yaza bilərik. (36.10) Laue şərtlərindən (36.4) Breqq-Vulf şərtinin alındığını göstərək. Bu məqsədlə baxılan Breqq əks olunmasının baş verdiyi müstəviyə perpendikulyar olan 0
r r r − = vektorunun uzunluğunu hesablayaq. 0
bucaq θ
θ θ θ 2 0 2 0 2 sin 4 ) 2 cos 1 ( 2 2 cos 2 2 ) ( 2 2 ) ( = − = − = − = − =
s s s N r r r r (36.11) yaza bilərik. Buradan θ sin 2 = = N N r alınır. Baxılan Breqq əks olunmasının baş verdiyi atom müstəvisinin XY koordinat müstəvisi olduğunu fərz etsək, iki qonşu müstəvi arasındakı d məsafəsi θ sin
2 ) ( ) ( 3 3 3
a N N a n a d r r r r r r = ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ = =
kimi təyin olunar. (36.10) ifadələrindən istifadə edərək θ λ sin 2 3
d =
(36.12) alırıq ki, bu da (36.4) Breqq-Vulf şərtidir. Bir daha qeyd edək ki, (36.4) Breqq-Vulf şərti kristal qəfəs üzərinə düşən λ
uzunluğuna malik dalğanın θ sürüşmə bucağının məhz hansı qiymətində intensiv şəkildə əks olunduğunu müəyyən edir. Bundan fərqli olan uzunluğa malik dalğalar θ bucağının həmin qiymətində bütün istiqamətlərdə bərabər səpiləcək və fotoemulsiyada qaralma maksimumları əmələ gətirməyəcək yalnız ümumi fon verəcəkdir. Fəza qəfəsindən difraksiyanın məhz bu xüsusiyyətindən rentgen şüalarının spektroqrafı adlanan cihaz düzəltmək üçün istifadə edilir. İstənilən dalğa uzunluğu üçün difraksiya maksimumlarının yerini kristal qəfəsi vasitəsilə müəyyən etməyə imkan verən müxtəlif üsullar mövcuddur. Belə üsullardan biri 1913-cü ildə Mozlinin təklif etdiyi enli şüa dəstəsindən istifadə edilməsinə əsaslanır. Enli şüa dəstəsi üsulunun mahiyyəti ondan ibarətdir ki, kristal qəfəs üzərinə şüalar mümkün olan bütün sürüşmə bücaqları altında düşən dağılan geniş dəstə şəklində göndərilir (şəkil 36.5). Bu zaman (36.4) Breqq-Vulf şərtinə görə müxtəlif uzunluğa malik olan dalğalar müxtəlif bucaqlar altında əks olunacaq və nəticədə PP fotolövhəsi üzərində alınan hər bir ləkə müəyyən dalğa uzunluğuna uyğun olacaqdır ki, bu da kristal üzərinə düşən rentgen impulsunun (şüalanmasının) spektrə ayrılması deməkdir. Bu metod rentgen şüalarının spektroqrafiyası üzrə ilkin, lakin çox mühüm tədqiqatlar zamanı geniş istifadə edilmiş və hal-hazırda yalnız tarixi maraq kəsb edir. Rentgen şüalarının spektroskopiyasında fırlanan (yırğalanan) kristal metodundan geniş istifadə olunur. Bu metodda rentgen şüaları K kristalı üzərinə paralel dəstə şəklində düşür (şəkil 36.6), kristal isə saat mexanizmi vasitəsilə yırğalanır (yəni, gah bu, gah da digər tərəfə dönür) və düşən rentgen şüalarının istiqaməti ilə mümkün olan bütün sürüşmə bucaqları əmələ gətirir. Ona görə də düşən rentgen şüa dəstəsi spektrə ayrılır. Yırğalanan kristal metodu müasir rentgen spektral cihazların iş prinsipinin əsasını təşkil edir.
183 Yuxarıda göstərilən metodlar rentgen şüalarının müəyyən dalğa uzunluqlarının edilməsi (spektrometrlər) üçün istifadə olunur. Rentgen spektroqrafının iş prinsipi aşağıdak ayrılması (monoxromatorlar) və ya monoxromatik şüaların dalğa uzunluğunun təyin ı kimidir. Rentgen şüalarının paralel dəst
Шякил λ 2 λ 3 λ 4 λ 1 D 2 D 1 K P P Шякил əsi fırlana bilən masa üzərində yerləşmiş və fotolövhə ilə əhatə olunmuş kristalın səthinə düşür. Bir çox hallarda fotolövhə əvəzinə kristalla birlikdə, lakin iki dəfə böyük bucaq qədər dönə bilən ionlaşma kamerasından istifadə olunur (qaytarıcı müstəvi səth ϕ
ϕ bucağı qədər dəyişir). Rentgen şüalarının təsiri altında kamerada yaranan ionlaşma cərəyanının şiddəti bu şüaların intensivliyinin ölçüsüdür. Əgər şüalanma xətti spektrə malik olub bir sıra λ 1
λ 2 ,… diskret dalğa uzunluqlarından ibarətdirsə, hər bir dalğa (36.4) Breqq-Vulf düsturu ilə təyin olunan bucaq altında əks olunacaqdır. Beləliklə, kristalın dönmə bucağından asılı olaraq rentgen şüalarının intensivliyinin dəyişməsini göstərən əyri müxtəlif tərtibli əksolunmalarda təkrarlanan bir sıra maksimumlara malik olmalıdır. 36.7 şəklində belə əyriyə misal olaraq platin anodlu rentgen borusundan çıxan rentgen şüalarının NaCl kristalından əks olunması zamanı alınmış əyri göstərilmişdir. Üç dənə əks olunma tərtibində ardıcıl olaraq təkrarlanan üç dənə kəskin A 1 , B 1 , C 1 maksimumları platinin üç dənə K α , K β və K γ spektral xətlərinə uyğun gəlir. Xətlərdən kənarda əksolunma intensivliyinin sıfırdan fərqli olmasını və sürüşmə bucağı böyüdükcə sistematik olaraq artmasını aşağıdakı kimi izah etmək olar. Platin anodu elektronlarla bombardman etdikdə xarakteristik şüalanmadan başqa kəsilməz spektrə malik olan tormozlanma şüalanması da yaranır. Bunun nəticəsində platinin spektral xətləri kəsilməz fona əlavə olunur. Rentgen spektrlərinin fotoqrafiyasına misal 31.3 şəklində verilmişdir. 3. Debay-Şerer üsulu. Rentgen şüalarının difraksiyasını almaq üçün Laue və Breqq- Vulf üsullarından başqa Debay-Şerer, həm də Hell tərəfindən 1916-cı ildə təklif olunmuş üsuldan da geniş istifadə olunur. Metalların, digər polikristal maddələrin və toz şəkilli kristallik materialların kristal quruluşunun rentgen quruluş analiz vasitəsilə tədqiqi bu üsula əsaslanır. Debay-Şerer üsulunda Laue və Breqq-Vulf üsullarını tətbiq etmək üçün lazım olan böyük kristal (monokristal) əvəzində, mümkün qədər xırda toz şəklinə salınmış və sıxmaqla silindrik sütun formasını almış kristal tozundan istifadə olunur. Məhz buna görə də Debay-Şerer üsulu bəzən kristal tozları üsulu adlanır.
184 Tədqiq olunan silindr şəkilli nümunə (polikristal) mümkün olan bütün istiqamətlərdə nizamsız yönəlmiş xırda kristalcıqlar çoxluğundan ibarət olub, kiçik masa üzərində yerləşir. Lakin Breqq-Vulf üsulundakından fərqli olaraq tədqiq olunan nümunə tərpənməz qalır. Nümunə üzərinə λ dalğa uzunluğu məlum olan monoxromatik rentgen şüası göndərilir və difraksiya mənzərəsinin debayqram adlanan fotoşəkli çəkilir. Debayqramın alınması mexanizmini aşağıdakı kimi izah etmək olar. Tədqiq olunan nümunənin daxilində nizamsız yönəlmiş külli miqdar kristalcıqlar içərisində yəqin ki, çoxlu sayda elə yönəlmiş kristalcıqlar tapıla bilər ki, verilmiş λ dalğa uzunluğu üçün onlar Breqq-Vulf şərtini ödəmiş olsunlar. Belə kristalcıqlardan əks olunmuş şüalar oxu düşən şüa boyunca yönəlmiş, təpə bucağı isə iki qonşu atom müstəvisi arasındakı d məsafəsi ilə təyin olunan konusun səthi üzrə yayılacıqdır (şəkil 36.7). 36.7 şəklində bir dənə kristalcıqdan əks olunma göstərilmiş və kristalcığın özü kiçik güzgü kimi təsvir olunmuşdur. Bu d məsafələri diskret çoxluq təşkil etdiyi üçün nümunənin arxasında təpələri və oxları ümumi olan konusların diskret çoxluğu yaranır. Əgər AA ′ fotolövhəsi bu konusların ümumi oxuna perpendi- kulyar vəziyyətdə yerləşdirilsə, onun üzərində alınmış debayqram konsen- trik çevrələrdən ibarət olar. Bu çevrələrin radiusunu ölçərək θ bucağı-
nın mümkün olan qiymətlərini təyin etmək və sonra isə (36.4) Breqq-Vulf düsturuna əsasən qonşu müstəvilər arasındakı uyğun d məsafələrini hesablamaq olar. Bu nəticələrdən istifadə edərək isə nümunənin kristal quruluşunu müəyyən etmək olar. Bütün qonşu müstəvilər arasındakı məsafələri tapmaq üçün fotolövhəni, nümunəni dairəvi qurşaq şəklində əhatə edən lent formasında götürürlər. Шякил 36.7. Bir daha qeyd edək ki, bütöv spektrə malik olan rentgen şüaları vasitəsilə alınan laueqramlardan fərqli olaraq debayqramlar monoxromatik şüalanma yolu ilə alınır. Bütöv spektrə malik olan rentgen şüaları vasitəsilə kəskin difraksiya həlqələri olan debayqramların alınması mümkün deyildir. Kristal tozları üsulunun ən böyük üstünlüyü ondan ibarətdir ki, o, yüksək keyfiyyətli böyük kristallar tələb etmir. Təbiətdə çox az sayda maddələr belə kristallar şəklində təsadüf olunur. Laboratoriya şəraitində isə monokrstalları almaq (göyərtmək) isə heç də həmişə mümkün olmür. Lakin kristal tozunu almaq xeyli sadədir.
Ё37. Rentgen şüalarının dalğa uzunluğunun və Avoqadro ədədinin təyini Ё36-da şərh olunmuş üç üsuldan rentgen şüalarının difraksiyasını müşahidə etmək və öyrənmək üçün müvəffəqiyyətlə istifadə edilərək bu şüaların da elektromaqnit dalğasının bir növü olduğu təcrübədə təsdiq olunmuşdur. Rentgen şüalarının dalğa uzunluğunu
185
böyük dəqiqliklə təyin etmək üçün, difraksiya hadisələrinə əsaslanaraq, cihazlar düzəldilmişdir. Bu isə rentgen şüaları fizikasında yeni hadisələrin, məsələn, Kompton effektinin (Ё12) kəşfinə səbəb olan yeni çoxlu sayda müxtəlif eksperimentlər üçün yol açmışdır. Bu hadisələrə əsaslanan rentgen quruluş analiz maddənin quruluşunu öyrənmək üçün çox effektiv üsullardan biri olaraq qalmaqda davam edir. Kristallarda difraksiyadan rentgen şüalarının idarə edilməsi üçün istifadə olunması son dövrlərdə xüsusilə böyük inkişaf tapmış rentgen optikasının əsasını təşkil edir. Kristallarda qonşu müstəvilər arasındakı d məsafələri rentgen şüalarının difraksiyasından asılı olmayaraq (35.1) düsturu ilə təyin edilə bildiyindən, (36.4) Breqq- Vulf şərtinə əsasən rentgen şüalarının dalğa uzunluğunu hesablamaq olar. Bu qayda ilə misin K α xəttinin dalğa uzunluğu üçün λ =(1,537302 ±0,000031)⋅10 -8 sm (37.1) qiyməti tapılmışdır. Göründüyü kimi, burada dəqiqlik o qədər böyükdür ki, 1 Å=10 -8 sm əlverişli vahid hesab oluna bilmir, çünki vergüldən sonra dəqiq təyin olunmuş rəqəmlərin sayı xeyli çoxdur. Ona görə də rentgen spektroskopiyasında çox zaman X adlanan və aşağıdakı kimi təyin olunan vahiddən istifadə edilir: 1X=10 -3 Å=10 -11 sm
(37.2) X vahidi ilə (37.1) ifadəsi aşağıdakı kimi yazılır: λ =(1537,302 ±0,031)⋅X. (37.3) Qeyd edək ki, λ üçün tapılmış bu qiymət müəyyən sistematik xətaya malikdir. Bu barədə aşağıda bəhs edəcəyik. Burada isə misin K α xəttinin dalğa uzunluğununun təcrübədə təyin olunmuş (37.1) və ya (37.3) qiyməti, rentgen şüaları spektroskopiyasında dalğa uzunluğunun təyin olunması dəqiqliyini nümayiş etdirmək məqsədi ilə verilmişdir. Rentgen şüalarının sınma əmsalı vahiddən çox az fərqlənir. Uzun müddət hətta belə hesab edirdilər ki, rentgen şüaları ümumiyyətlə sınmırlar. Lakin böyük dalğa uzunluğuna (2-3 Å) malik rentgen şüaları üçün Breqq-Vulf düsturundan sistematik kənara çıxmalar, yəni bu düsturun kifayət qədər dəqiq ödənməməsi halları müşahidə olunurdu ki, bunu da rentgen şüalarının kristalda sınmasının nəticəsi kimi izah edirdilər (Xatırladaq ki, Ё36-da (36.3) və ya(36.4) Breqq-Vulf düsturunu çıxararkən rentgen şüalarının sınmadığı, yəni onlar üçün sınma əmsalının 1-ə bərabər olduğu fərz edilir. Həmin paraqrafda rentgen şüalarının sınması nəzərə alınmaqla da bu düstur çıxarılmışdır). Bu kənara çıxmaların xarakteri göstərdi ki, havadan kristala keçərkən rentgen şüalarının sınma əmsalı n<1 olur. Bu isə o deməkdir ki, işıq, məsələn şüşədən havaya çıxdıqda düşmə bucağının müəyyən limit qiymətindən böyük olan qiymətlərində adətən tam daxili qayıtma adlanan tam qayıtmaya uğradığı kimi, rentgen şüaları da havadan bərk cismə keçdikdə tam qayıtmaya uğraya bilər. 1923-cü ildə Kompton göstərdi ki, rentgen şüaları havadan bərk cismə keçdikdə onlar üçün doğrudan da tam qayıtma hadisəsi müşahidə olunur və o, tam qayıtmanın limit bucağını tapmaqla sınma əmsalını təyin etdi. Sıxlığı 2,52 kq/m 3 olan kronqlas maddəsində dalğa uzunluğu λ =1,279 Å olan rentgen şüaları üçün tam qayıtmanın limit bucağı 11 ′ olmuşdu ki, bu da sınma əmsalının 1-dən 5⋅10 -6 qədər kiçik, yəni n=0,999995 qiymətinə uyğun gəlir. Bu kəşf göstərdi ki, adi difraksiya qəfəsi ilə də rentgen şüalarının spektrlərini almaq mümkündür. Lakin bunun üçün düşmə bucağının, tam qayıtmanın limit bucağından böyük, yəni sürüşmə bucağının çox kiçik qiymətlərində adi qəfəsdən əks etdirici qəfəs
186
kimi istifadə etmək lazımdır. Başqa sözlə, şüalar kristal qəfəs üzərinə normal boyunca deyil, normalla böyük düşmə bucağı əmələ gətirərək (kiçik sürüşmə bucağı) çəp istiqamətdə düşməlidir. Tam qayıtmanın limit bucağının maksimal qiyməti müxtəlif dalğa uzunluqları və müxtəlif maddələr üçün 10 ′ ilə 3° arasında dəyişdiyindən, rentgen şüalarının difraksiyası üçün işlədilən qəfəslər optikada işlədilən adi difraksiya qəfəslərindən kobud (d >> λ ) olmalıdır. Bu, ilk baxışda paradoksal görünür. Lakin nəzərə almaq lazımdır ki, θ sürüşmə bucağının kiçik qiymətlərində periodu d olan difraksiya qəfəsi özünü normal boyunca düşən şüalar üçün periodu dsin θ olan difraksiya qəfəsi kimi aparır. Bunu göstərmək üçün fərz edək ki, müstəvi dalğa difraksiya qəfəsi üzərinə α
bucağı altında düşür və ϕ bucağı altında difraksiya edir (şəkil 37.1). Bir-birinə uyğun iki dalğanın yollar fərqi BC – AD = dsin α
ϕ ,
d (sin
α – sin ϕ
) = m λ
(37.4) kimi olar. Burada ϕ
– m tərtibli maksimum verən difraksiya olunmuş şüaların istiqamətini təyin edən bucaqdır və m=0, ±1,±2,… tam qiymətlərini alır. (37.4) düsturunu aşağıdakı kimi də yazmaq olar: -1-ъи м акс. 0-ъ ы м
акс . +1 -ъ и м
ак с.
Download 18.1 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|