Рентгеновском диапазоне

Диаграмма состояния Cr—Tb построена по данным микрострук-'рного, рентгеновского, термического анализов и измерений твер->сти сплавов, выплавленных в дуговой печи из Сг и Tb чистотой ),98 и 99,7 % (по массе) соответственно [1,2] (рис. 95). Система 1рактеризуется наличием области несмешиваемости в жидком ютоянии. Монотектическая реакция протекает при температуре ЮО °С и содержании 0,9 % (ат.) Tb [2]. Промежуточные фазы в гстеме отсутствуют. Эвтектика кристаллизуется при температуре 165 °С и содержании -86 % (ат.) Tb. Cr понижает температуру элиморфного превращения Tb до температуры эвтектоидной реак-яи 1045 °С при содержании -94 % (ат.) Tb [1]. Растворимость Tb (Cr) при температуре монотектики получена экстраполяцией и >ставляет 0,48 % (ат.). Растворимость при других температурах ри в едена ниже:

Система Ег—Fe исследована в работах [1—8] методами микроструктурного, рентгеновского, термического анализов, измерением твердости, микротвердости и электросопротивления. На рис. 214 приведена диаграмма состояния системы Ег—Fe по данным работы [2]. В качестве шихтовых материалов использовали Ег чистотой 99,9 % (по массе) и Fe чистотой 99,98 % (по массе). Сплавы изготовляли в дуговой печи в инертной среде. В системе установлено существование пяти соединений. Соединение ErFe3 плавится конгруэнтно при температуре 1380 °С, соединения ErFe2, Ег6Ре23, ЕгРе5 и

Диаграмма состояния Th—Ег была построена в работах [ 1, 21. Сплавы системы Th—Ег исследовали методами микроструктурного, рентгеновского, термического анализов, измерением твердости. Исходными материалами служили компактный и порошкообразный Th чистотой 99,5 % (по массе) и Ег чистотой 99,585 % (по массе*. Сплавы были получены во всем интервале концентраций прямым сплавлением исходных металлов в дуговой печи в атмосфере хими чески чистого Аг.

Данные о взаимодействии Fe с Mo. приведены в экспериментальных работах [1—5] и обзорах [6—8] , в которых были сделаны попытки построить диаграмму состояния расчетным методом по результатам металлографического, рентгеновского, термического анализов в сочетании с термодинамическими данными (рис. 280) .

стадлографического, рентгеновского, термического, микрорентгенос-

Диаграмма состояния Gd—Pu изучена частично и представлен.! рис. 379 по данным работы [1]. Исследование выполнено микроструктурного, рентгеновского, термического анализов, а измерением электропроводности и магнитных свойств. Gd сниж<1СТ

Диаграмма состояния Ge—V (рис. 438) исследовалась двумя группами ученых [1, 2]. В работе [1] сплавы, приготовленные из момо-кристаллического Ge и V, переплавленного электронным пучком и имеющего чистоту 99,85 % (по массе), исследовали методами микроструктурного, рентгеновского, термического анализов, измерением микротвердости и температуры сверхпроводящего перехода.

Представленная на рис. 484 диаграмма состояния Pu-Si построена по данным работы [1]. Исследование выполнено методами микроструктурного, рентгеновского, термического и дилатометрического анализов

турного, рентгеновского, термического анализов, а также методами определения электропроводности и магнитных свойств.

Диаграмма состояния Ru-Zr (рис. 541) построена в работе [1] по данным микроскопического, рентгеновского, термического, локального рентгеноспектрального анализов с определением температур начала плавления по методу Пирани-Альтерума.

Диаграмма состояния Th-V впервые исследована Левингстоном и Роджером [X] различными методами физико-химического анализа. Повторное исследование сплавов системы на более чистых материалах методами микроструктурного, рентгеновского, термического и резистометрического анализов, предпринятое в работе [1], подтвердило результаты предыдущих исследователей. Диаграмма состояния системы является диаграммой эвтектического типа Ж ** (pTh) + (V) с температурой плавления эвтектики 1435 °С и эвтектической точкой при 19 % (ат.) Th, эвтектоидное превращение (PTh) ** (aTh) + (V) имеет место при температуре 1345 °С и концентрации 0,15 % (ат.) Th. Максимальная растворимость V в (PTh) составляет 0,16 % (ат.), а в (aTh) - 0,06 % (ат.). Растворимость Th в (V) около 0,1 % (ат.) обнаружена при температуре 1390 °С.

черты — наличие поглощения, которое в рентгеновском диапазоне играет роль для всех без исключения материалов, и малый скачок диэлектрической проницаемости при переходе от одного слоя к другому. Естественно, и толщины слоев должны быть примерно на два порядка меньше, чем в видимом диапазоне, что и составляет основную технологическую проблему. В отличие от оптического диапазона, в рентгеновском многослойные зеркала позволяют решать целый ряд задач, которые другими методами решить чрезвычайно трудно.

В п. 6.1 анализируются требования к качеству зеркал, используемых в рентгеновских телескопах, микроскопах и других системах скользящего падения. Рассматриваются выбор материалов, методы изготовления этих зеркал (в том числе полирование, алмазное точение, репликовые методы, гибка), а также приборы и установки для контроля их геометрических параметров и реальных свойств в рентгеновском диапазоне.

В приложении III дан перевод статьи «Многослойные структуры для рентгеновской оптики», опубликованной в 1986 г. Т. Бар-би — одним из пионеров и ведущих специалистов в области изготовления и применения многослойных рентгеновских зеркал. Это обзор, в котором подробно освещена история вопроса. Основной упор делается на взаимосвязь технологии нанесения многослойных покрытий, их структурных характеристик и оптических свойств в рентгеновском диапазоне. Т. Барби дает представление о многослойной рентгеновской оптике как быстро развивающейся, многообещающей области, которая находится на стыке современных направлений развития физики и технологии.

Теории отражения электромагнитного излучения от шероховатых поверхностей посвящен ряд обзоров и монографий (см., например, [3, 14, 21]). Однако рентгеновский диапазон длин волн имеет специфические особенности. Прежде всего, здесь имеет смысл рассматривать лишь малые углы скольжения, при которых коэффициент отражения рентгеновского излучения велик. Кроме того, в рентгеновском диапазоне (в отличие от задач радиофизики и акустики), где все вещества обладают малой поляризуемостью, скачок диэлектрической проницаемости на границе раздела крайне мал. В результате оказывается, что при описании взаимодействия рентгеновского излучения с шероховатой поверхностью вводятся два параметра, характерных для этого диапазона длин волн: аЩ1% и а 1 — е /Я, (а — радиус корреляции высот шероховатостей; Э0 и Я — угол скольжения и длина волны падающего излучения; е —диэлектрическая проницаемость вещества, на которое падает излучение), от значений и соотношения которых зависят отражающие свойства поверхности [10, 11].

Отражающая способность вещества в рентгеновском диапазоне может быть определена с помощью формул Френеля (1.4)—(1.8), если известна его диэлектрическая проницаемость е. Напомним, что формулы Френеля получены для вполне определенной модели границы раздела, а именно: предполагается, что граница раздела «вакуум—вещество» является плоской и на ней происходит скачкообразное изменение диэлектрической проницаемости от 1 до значения ё+ в глубине образца (рис. 2.1, а):

Напомним вначале, каковы отражающие свойства плоской идеально резкой границы [см. формулу (2.1)]. Согласно формулам Френеля в отсутствие поглощения в рентгеновском диапазоне имеет место эффект полного внешнего отражения (ПВО), т. е. коэффициент отражения Rp = I, если угол скольжения не

Прежде всего отметим, что в рентгеновском диапазоне имеет смысл рассматривать лишь малые углы скольжения 60 <3 Й 9С « 1 (6е — критический угол ПВО), где коэффициент отражения не мал. Предположим для простоты, что функция Хв (v) максимальна при V = 0 и монотонно падает при увеличении параметра v 1. Из явного вида v [см. формулу (2.46) ] с учетом малости углов 80, 8, ф < 1 находим, что угловая ширина А8 функции Хв (v) в плоскости падения (а следовательно, и угловая ширина индикатрисы рассеяния) и угловая ширина Дф в перпендикулярном направлении (по углу ф) связаны соотношением Дф л* « 80 Д8 <С А8.

В силу отмеченных обстоятельств в рентгеновском диапазоне особенно простым оказывается экспериментальное определение индикатрисы рассеяния П (0), проинтегрированной по углу ф (т. е. по направлениям, перпендикулярным плоскости падения):

Таким образом, измеряя в рентгеновском диапазоне индикатрису рассеяния П (0), проинтегрированную по углу ф, легко найти функцию Хс (р), определяемую только статистикой поверхности, как и в общем случае [см. формулу (2.47) ]. Разница

Как и в общем случае [формула (2.47) ], экспериментальные значения параметра р изменяются лишь в конечных пределах (если К фиксировано). Снизу значения р ограничены конечной угловой расходимостью 68 падающего пучка: pmia ~ 8088Д,. Максимальное значение параметра рш4х = 2k= 4лД. Однако большие значения р соответствуют далеким крыльям индикатрисы, где интенсивность рассеянного излучения крайне мала. Поэтому на практике значения ршах ограничены в рентгеновском диапазоне чувствительностью метода измерения, и на сегодняшний день ршах < Хг1.

В гл. 6 и 7 будут рассмотрены принципы действия и основные характеристики традиционных типов рентгенооптиче-ских устройств. Все они могут быть объединены термином о п-тика скользящего падения. До недавнего времени необходимость использования в рентгеновском диапазоне исключительно оптики скользящего падения была связана с тем, что коэффициент отражения рентгеновского и мягкого рентгеновского (MP) излучения от любого материала отличен от нуля лишь в узком интервале углов скольжения 9 < 0С = i^Re (1 — е) (см. гл. 1). Для примера на рис. 3.1 показаны зависимости коэффициента отражения MP-излучения с длиной волны X — 9,34 нм от угла падения ф для двух материалов: молибдена и бора (ф = = it/2—9).