ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Динамические максимумы из "Рентгеновское переходное излучение " Сложив обе поляризации, получим выражение для (Л), которое, как можно убедиться, в точности совпадает с формулой для переходного излучения, следующей из макроскопической теории. [c.192] Таким образом, отклонения от макроскопической формулы могут иметь место только при частотах со, близких к брэгговской. [c.193] В зависимости от того, 2 Об тг/2 или 2г Б г /2, излучение будет определяться соответственно формулами для случая Лауэ или случая Брэгга. [c.193] Здесь и в дальнейшем в формулах для W и Wh интегрирование проводится по частотам ш 0. [c.193] Рассмотрим сначала предельные случаи. [c.193] 21) ka = — лля нормальной поляризации (а=/г) и ка— fey —для параллельной поляризации (а ==/ ). [c.194] Подставляя (14.21) в (14.16), получаем, что в рассматриваемом случае тонкого кристалла формула для потока энергии в центральном пятне совпадает с формулой (13.12), полученной методом теории возмущений. [c.194] Легко видеть, что формула (14.23) совпадает с (13.14), если учесть условия (14.19) и (14.20). [c.194] Как и в предыдущем разделе, рассмотрим в отдельности случаи Лауэ и Брэгга. [c.195] Положения, ширины и высоты этих максимумов зависят от ) я-ф. При интегрировании по В и 96 указанные максимумы складываются, и это приводит к ушире-нию максимума в частотной зависимости результирующей интенсивности излучения. [c.196] Предсказанное динамической теорией наличие слабо затухающей электромагнитной волны в кристалле вблизи брэгговских частот известно под названием аномального прохождения или эффекта Бормана [67.1,72.6,72.7]. При пролете заряженной частицы через достаточно толстый кристалл вблизи брэгговских частот возникают динамические эффекты, и появление в образующемся излучении аномально проходящей части закономерно. [c.197] Из формул (14.12) следует, что излучение как в центральном пятне, так и в боковых пятнах является результатом суперпозиции трех волновых полей рассеянного поля заряда и двух полей свободного излучения, выходящего из кристалла. Каждое из этих полей имеет свой фазовый множитель, осцилляционным образом зависящий от толщины кристалла а. При таких толщинах а, когда неравенство (14.18) уже не выполняется, но со а 1т еще намного меньше единицы, т. е. поглощение излучении в кристалле незначительно, интенсивность излучения является результатом интерференции всех трех полей. При больших толщинах, таких, что [со aim А(,2/с 1 I oa Im Ao,i/ , т.е. нормально проходящая часть излучения полностью поглощается в кристалле, а аномально проходящая часть поглощается еще незначительно, интенсивность излучения определяется интерференцией только двух полей рассеянного поля заряда и аномально проходящего свободного поля. Наконец, при eui,e больших толщинах а (неравенство (14.24,)), когда обе частЦ свободного поля поглощаются, интенсивность излучения выражается формулами (14.26), исследованными выше. [c.197] Природа отмеченных выше осцилляционных зависимостей интенсивностей излучения от толщины кристалла а та же, что и в известном маятниковом эффекте (см., например, [72.6,72.7]). [c.197] Однако в рассматриваемом случае это явление усложняется присутствием рассеянного поля заряда. [c.198] Изложенная теория может быть применена и в том случае, когда рассеяние происходит на нуклонах ядер. Для этого достаточно воспользоваться соответствуюи ими выражениями для величин [70.15,71.14,72.28,75,25,76.14]. [c.198] Вернуться к основной статье