Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ

На основе двухволнового приближения динамической теории дифракции получены аналитические выражения, описывающие спектрально-угловое распределение параметрического рентгеновского излучения (ПРИ) и дифрагированного переходного излучения (ДПИ). Исследовано влияние асимметрии отражения и интерференция П...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2008
Автори:	Блажевич, С.В., Носков, А.В.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України 2008
Назва видання:	Вопросы атомной науки и техники
Теми:	Применение ускорителей
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111442
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ / С.В. Блажевич, А.В. Носков // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 3. — С. 191-195. — Бібліогр.: 11 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-111442
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1114422017-01-10T03:05:38Z Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ Блажевич, С.В. Носков, А.В. Применение ускорителей На основе двухволнового приближения динамической теории дифракции получены аналитические выражения, описывающие спектрально-угловое распределение параметрического рентгеновского излучения (ПРИ) и дифрагированного переходного излучения (ДПИ). Исследовано влияние асимметрии отражения и интерференция ПРИ и ДПИ на характеристики результирующего когерентного излучения. На основі двухвильового наближення динамічної теорії дифракції отримані аналітичні вирази, що описують спектрально-кутовий розподіл параметричного рентгенівського випромінювання (ПРВ) і дифрагованого перехідного випромінювання (ДПВ). Досліджено вплив асиметрії відбиття і інтерференція ПРВ і ДПВ на характеристики результуючого когерентного випромінювання. On the basis of the two-wave approximation of dynamic diffraction theory, the analytical expressions describing the spectral-angular distribution of the parametric x-radiation (PXR) and the diffracted transition radiation (DTR) are derived. The influence of reflection asymmetry and interference of these two radiation mechanisms on the total coherent radiation characteristics are considered. 2008 Article Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ / С.В. Блажевич, А.В. Носков // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 3. — С. 191-195. — Бібліогр.: 11 назв. — рос. 1562-6016 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111442 537.8 ru Вопросы атомной науки и техники Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Применение ускорителей Применение ускорителей
spellingShingle	Применение ускорителей Применение ускорителей Блажевич, С.В. Носков, А.В. Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ Вопросы атомной науки и техники
description	На основе двухволнового приближения динамической теории дифракции получены аналитические выражения, описывающие спектрально-угловое распределение параметрического рентгеновского излучения (ПРИ) и дифрагированного переходного излучения (ДПИ). Исследовано влияние асимметрии отражения и интерференция ПРИ и ДПИ на характеристики результирующего когерентного излучения.
format	Article
author	Блажевич, С.В. Носков, А.В.
author_facet	Блажевич, С.В. Носков, А.В.
author_sort	Блажевич, С.В.
title	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ
title_short	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ
title_full	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ
title_fullStr	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ
title_full_unstemmed	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ
title_sort	относительные вклады при и дпи релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния лауэ
publisher	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
publishDate	2008
topic_facet	Применение ускорителей
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111442
citation_txt	Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ / С.В. Блажевич, А.В. Носков // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 3. — С. 191-195. — Бібліогр.: 11 назв. — рос.
series	Вопросы атомной науки и техники
work_keys_str_mv	AT blaževičsv otnositelʹnyevkladypriidpirelâtivistskogoélektronaperesekaûŝegomonokristalličeskuûplastinkuvgeometriirasseâniâlaué AT noskovav otnositelʹnyevkladypriidpirelâtivistskogoélektronaperesekaûŝegomonokristalličeskuûplastinkuvgeometriirasseâniâlaué
first_indexed	2025-07-08T02:11:17Z
last_indexed	2025-07-08T02:11:17Z
_version_	1837042948120772608
fulltext	УДК 537.8 ОТНОСИТЕЛЬНЫЕ ВКЛАДЫ ПРИ И ДПИ РЕЛЯТИВИСТСКОГО ЭЛЕКТРОНА, ПЕРЕСЕКАЮЩЕГО МОНОКРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ ПЛАСТИНКУ В ГЕОМЕТРИИ РАССЕЯНИЯ ЛАУЭ С.В. Блажевич1, А.В. Носков2 1Белгородский государственный университет, Белгород, Россия 2Белгородский университет потребительской кооперации, Белгород, Россия E-mail: blazh@bsu.edu.ru; science@bupk. ru На основе двухволнового приближения динамической теории дифракции получены аналитические выра- жения, описывающие спектрально-угловое распределение параметрического рентгеновского излучения (ПРИ) и дифрагированного переходного излучения (ДПИ). Исследовано влияние асимметрии отражения и интерференция ПРИ и ДПИ на характеристики результирующего когерентного излучения. ВЕДЕНИЕ Когда быстрая заряженная частица пересекает монокристалл, ее кулоновское поле рассеивается на системе параллельных атомных плоскостей кристал- ла, порождая параметрическое рентгеновское излу- чение (ПРИ) [2-4]. При пересечении заряженной ча- стицы поверхности пластинки возникает переходное излучение (ПИ) [5], которое затем дифрагирует на системе параллельных атомных плоскостей кристал- ла, образуя дифрагированное переходное излучение (ДПИ) [6]. Схема асимметричного отражения для ПРИ и ДПИ в случае, когда заряженная частица пересекает полубесконечный кристалл в геометрии рассеяния Брэгга, была рассмотрена в работах [7,8], где было показано, что асимметрия существенно влияет на спектрально-угловые характеристики из- лучений. Для кристалла конечной толщины в гео- метрии Брэгга влияние угла δ на спектрально-угло- вые характеристики ПИ и ДПИ рассматривалось в работах [9,10]. В настоящей работе рассматривается случай, когда заряженная частица пересекает моно- кристаллическую пластинку в геометрии рассеяния Лауэ. Получены аналитические выражения для спектрально-углового распределения ПРИ и ДПИ и их интерференционного слагаемого, удобные для анализа относительных вкладов этих механизмов излучения в спектрально-угловую плотность сум- марного излучения. Показано, что относительный вклад ПРИ и ДПИ меняется не только при измене- нии скорости релятивистского электрона, но и при изменении угла δ (асимметрии отражения). Показа- но, что в определенных условиях может наблюдать- ся интерференция этих механизмов излучения как конструктивная, так и деструктивная. Показано влияние интерференции на суммарную угловую плотность излучения. СПЕКТРАЛЬНО-УГЛОВОЕ РАСПРЕДЕ- ЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ Рассмотрим излучение быстрой заряженной частицы, пересекающей монокристаллическую пластинку с постоянной скоростью V (Рис.1). При решении задачи будем рассматривать уравнения для Фурье-образа электромагнитного поля ( )krrEkE ititrddt −ω=ω ∫ exp),( ),( 3 . (1) Рис.1. Геометрия процесса излучения Поскольку поле релятивистской частицы с хоро- шей степенью точности можно считать поперечным, то падающая ),(0 ωkE и дифрагированная ),( ωkE g электромагнитные волны определяются двумя ам- плитудами с разными значениями поперечной поля- ризации .),(),(),( ,),(),(),( )2( 1 )2()1( 1 )1( )2( 0 )2( 0 )1( 0 )1( 00 ekekE ekekE ggg ω+ω=ω ω+ω=ω EEk EEk (2) Единичные векторы поляризации )1( 0e , )2( 0e , )1( 1e и )2( 1e выбираются следующим образом. Векторы )1( 0e и )2( 0e перпендикулярны вектору k , а векторы )1( 1e и )2( 1e перпендикулярны вектору gkk g += . Причем векторы )2( 0e , )2( 1e лежат в плоскости векторов k и gk ( π − поляризация), а векторы )1( 0e и )1( 1e перпен- дикулярны ей ( σ -поляризация); g – вектор обрат- ной решетки, определяющий систему отражающих атомных плоскостей кристалла. Система уравнений для Фурье-образа электромагнитного поля в двух- волновом приближении динамической теории ди- фракции имеет следующий вид [11]: ____________________________________________________________ PROBLEMS OF ATOMIC SCIENCE AND TECHNOLOGY. 2008. № 3. Series: Nuclear Physics Investigations (49), p.191-195. 191        =−χ+ω+χω −ωδω θπ= =χω+−χ+ω − ,0))1(( ),(8 ))1(( )(2 0 2)( 0 )(2 )(2 )()(2)( 0 2 0 2 sss s sss EkEC VPie ECEk ggg gg kV (3) где gχ , g−χ − коэффициенты Фурье разложения диэлектрической восприимчивости кристалла по векторам обратной решетки g : ( )∑∑ ωχ ′′+ωχ ′=ωχ=ωχ g gr gg g gr gr ii eie )()()(),( . (4) Будем рассматривать кристалл с симметрией )( gg −χ=χ . gχ определяется выражением ( )( )      −χ=χ τ 22 00 2 1exp/)(/)( ugNSZgF gg , (5) где 000 χ ′′+χ ′=χ i – средняя диэлектрическая вос- приимчивость; F(g) – форм-фактор атома, содержа- щего Z электронов; )(gS – структурный фактор эле- ментарной ячейки, содержащей N0 атомов; τu – среднеквадратичная амплитуда тепловых колебаний атомов кристалла. В работе рассматривается рентге- новская область частот )0,0( 0 <χ ′<χ ′g . Величины )(sС и )(sP определены в системе (3) следующим образом )( 1 )( 0 )( sssC ee= , 1)1( =С , BС θ= 2cos)2( , )/()( 0 )( µ= μe ssP , ϕ= sin)1(P , ϕ= cos)2(P , (6) где 2/VVkμ ω−= – составляющая импульса вирту- ального фотона, перпендикулярная скорости части- цы V ( V/ω θ=µ , где θ <<1 – угол между векторами k и V ), Bθ − угол между скоростью электрона и системой кристаллографических плоскостей (угол Брэгга), ϕ – азимутальный угол излучения отсчиты- вается от плоскости, образованной векторами V и g , величина вектора обратной решетки определяет- ся выражением Vg BB /sin2 θω= , Bω – частота Брэгга. Угол между вектором gV +ω 2V и волновым вектором дифрагированной волны gk обозначен θ ′ . Система уравнений (3) при 1=s описывает поля σ - поляризованные, а при 2=s π-поляризованные. Решим следующее из системы (3) дисперсионное уравнение для рентгеновских волн в кристалле 0))1()()1(( 2)(42 0 22 0 2 =χχω−−χ+ω−χ+ω − sCkk ggg (7) стандартными методами динамической теории [1]. Будем искать проекции волновых векторов k и gk на ось X, совпадающую по направлению с векто- ром n (см. Рис.1), в виде: 0 0 0 0 0 coscos2 cos ψ λ+ ψ ω χ+ψω=xk , g g g gg ψ λ + ψ ω χ+ψω= coscos2 cos 0 xk . (8) При этом будем использовать известное соотно- шение, связывающее динамические добавки 0λ и gλ для рентгеновских волн [1]: 0 02 γ γ λ+ω β=λ g g , (9) где     γ γ −χ−α=β 0 0 1 g , )(1 22 2 kk − ω =α g , 00 cosψ=γ , gg ψ=γ cos , 0ψ − угол между волновым вектором падающей волны k и вектором нормали к поверх- ности пластинки n , gψ − угол между волновым век- тором gk и вектором n (см. Рис.1). Модули векто- ров k и gk имеют вид: 001 λ+χ+ω=k , gg λ+χ+ω= 01k . (10) Подставим (8) в (7), учтя (9) и 0\|\| sin ψω≈k , gg ψω≈ sin\|\|k , получим выражения для динамиче- ских добавок:         γ γ χχ+β±βω=λ − 0 )(2)2,1( 2 4 4 g ggg sC ,         γ γ χχ+β±β− γ γω=λ − 0 )(20)2,1( 0 2 4 4 g gg g sC . (11) Так как ω< <λ 0 , ω< <λ g , то можно показать, что θ ′≈θ (см. Рис.1), и поэтому в дальнейшем θ ′ будем заменять на θ . Решение системы уравнений (3) для дифрагиро- ванного поля в кристалле удобно представить в виде: ( ) ( ) 2 ( )2 ( ) ( ) 2 (1) (2)0 2 * 0 0 ( )(1) (1) ( )(2) (2) 8 4 2 ( ) ( ), ss s cr s s CieV PE E E ω χπ θ ω γ λ λ λ λ γ γω βδ λ λ γ δ λ λ δ λ λ = − ґ − − ж ц + − +ґ з ч и ш + − + − g g g g g g g g g g g g g (12) где         χ−θ+γω=λ − 2 0 22 * 0 , 21 V−=γ − Лоренц- фактор частицы, а )1()(sE и )2()(sE − свободные поля, соответствующие двум решениям (11) диспер- сионного уравнения (7). Для поля в вакууме перед кристаллом решение системы (3) имеет вид: ( ) =λ−λδ λ ω −χ−ω θπ= 0 * 0 00 )(2 )( 0 2 18 s vacs PieVE ×         γ γβ+λ γ γ ω −χ− γ γω θπ= g g gg 00 0 0 )(2 2 18 sPieV     λ−λ γ γ +ω βδ× g g * 0 02 , (13) 192 здесь используется вытекающее из (9) соотношение ( )     λ−λ γ γ +ω βδ γ γ=λ−λδ g g g * 0 00 0 * 0 2 1 . Для поля в вакууме позади кристалла:      ω χ+λδ= 2 0)()( ggg Radsvacs EE , (14) где RadsE )( − поле излучения. Из второго уравнения системы (3) следует выра- жение, связывающее диффрагированное и падаю- щее поля в кристалле: crs s g crs E C E )( )(2 )( 0 2 g g χω ω λ = . (15) Воспользовавшись обычными граничными усло- виями ∫∫ λ=λ gg dEdE crsvacs )( 0 )( 0 , (16,а) ∫∫ λ=λ γ λ γ λ gggg g g g g deEdeE Li vacs Li crs )()( , (16,b) ∫ =λ 0)( gg dE crs , (16c) получим выражение для поля излучения: ( ) ( ) ( ) −             −                         λ−λ γ γ ω+ λ−ωχ− γ γ ω× × λ−λω χω ω θπ= γ λ−λ − γ       λ+ω χ Li Li ss Rads e eCPieVE g g g g gg gg gg g g )2(* 0 1 22 2 8 )2( 2 2 0* 00 0 )2()1( 2)(2)(2 )( ( ) ( ) ,1 22 )1(* )1(* 2 2 0* 00 0                     −                 λ−λ γ γ ω+ λ−ωχ− γ γ ω− γ λ−λ − Li e g gg gg gg (17) где * 0 0 * 2 λ γ γ +ω β=λ g g . Выражение для поля излучения прямолинейно движущегося электрона (17) можно разделить на два слагаемых. ДПИsПРИsRads EEE )()()( ggg += (18,a) Рассмотрим тонкий не поглощающий кристалл. Полагая 0/ )( 0 )( =χ ′χ ′′=ρ ss Cg , получим выражения для спектрально-угловой плотности ПРИ, ДПИ и их интерференционного слагаемого, при этом будем ис- пользовать известное [2] выражение для спектрально- угловой плотности рентгеновского излучения: ∑ = −πω= Ωω 2 1 2)(62 2 )2( s s RadE dd Wd , (18) , 2 )( ,, 0 )( 2 2)( ,, 2 2 s ИНТДПИПРИ ss ИНТДПИПРИ FPe dd Nd χ ′π = Ωω ω (19) ( ) ( ) ( ) ×         − ε+ωξ ωξ ++ = 2 2)( )( 222 2 )( 1 1 s s s ПРИ ca aF ( ) ( ) ( ) ( ) 2 2)()( )( 2)()( )()(cos1         ε ε+ωξ−ωξ +σ                   ε ε+ωξ−ωξ +σ− × ss s ss ssb ,(20,а) ( ) ( ) × +++ = 222222 2 )( 1 caca aF s ДПИ ( ) ( ) ( ) ( ) , 2 cos1 1 2 2)( 2)()( 2 2)( )( ε ε+ωξ         ε ε+ωξ −         − ε+ωξ ωξ× s ss s s b (20,b) ( ) ( ) × +++ = 22222 2 )( 1 2 caca aF s ИНТ ( ) ( ) ×         − ε+ωξ ωξ× 2 2)( )( 1 s s ( ) ( ) ( ) ( ) ×         ε ε+ωξ ε+ωξ ε+ωξ−ωξ ε× 2)()( 2)( 2)()( sin ss s ss b ( ) ( ) ( ) ( ) , sinsin 2)()( )( 2)()( )()( ε ε+ωξ−ωξ +σ         ε ε+ωξ −                ε ωξ+σ × ss s ss ss b b (20,c) где 0/ χ ′θ=a , 0/1 χ ′γ=c , ( ) )( )( )( 0 )( )( 2 )1()( 2 )1( 2 s s ss s CC ν ε−+ωη= χ ′ ε−χ ′ − χ ′ α=ωξ gg , \|\| 0 )( )( χ ′ χ ′ =ν s s Cg , )( 0)( s s Cgχ ′ χ ′′ =ρ , , )cotcos1( 1 sin2 2 )( )(2 2 )( )(     ω θϕθ−ω − χ ′ θ = χ ′ α=ωη B B s B s s CVC gg 0γ γ =ε g , 0 )( )( χ ′′ χ ′′ =κ s s Cg , 0 )( )( 2 γ χ ′ω = LC b s s g , ____________________________________________________________ PROBLEMS OF ATOMIC SCIENCE AND TECHNOLOGY. 2008. № 3. Series: Nuclear Physics Investigations (49), p.191-195. 193 ( )0 22 )( )( 1 χ ′−γ+θ χ ′ =σ − s s Cg . (21) Параметр )(sb определяет роль длины пути элек- трона в кристалле 0/ γL в процессе излучения. Так как в области рентгеновских частот выполняется не- равенство 1/sin2 )(22 > >χ ′θ s B CV g , то )()( ωη s яв- ляется быстрой функцией от частоты ω , поэтому для дальнейшего анализа спектра ПРИ и ДПИ очень удобно рассматривать )()( ωη s как спектральную переменную, характеризующую частоту ω . Заме- тим, что в формулы входит не )()( ωη s , а ( ) )( )()( 2 )1()( s ss ν ε−+ωη=ωξ , где второе слагаемое по- является из-за эффекта преломления при асиммет- ричном отражении. В случае симметричного отра- жения ( )1=ε оно равно нулю. Параметр ε представим в виде )sin(/)sin( BB θ−δθ+δ=ε , где δ − угол между входной поверхностью мишени и кристаллографи- ческой плоскостью. При уменьшении угла δ пара- метр ε возрастает и наоборот. Формулы (19, 20) представляют главный ре- зультат настоящей работы. Они позволяют исследо- вать относительный вклад ПРИ, ДПИ в полный вы- ход излучения в общем случае асимметричного от- ражения. Далее проведем анализ спектрально-угло- вой плотности излучения. Кривые, построенные по формулам (20) и пред- ставленные на Рис.2-5, демонстрируют относитель- ный вклад ПРИ, ДПИ и интерференционного слагае- мого в спектр суммарного излучения для парамет- ров кристаллической мишени и энергии электронов, указанных на рисунках. Рис.2. Рис.3. Рис.4. Рис.5. Из Рис.2,3 видно, что для различных углов на- блюдения θ меняется не только относительный вклад ПРИ и ДПИ, но существенно изменяется и процесс их интерференции. Сравнивая Рис.2 и Рис.5, можно видеть, что при изменении асиммет- рии интерференция меняется с деструктивной на конструктивную, что может привести к существен- ному росту амплитуды суммарного излучения. Проинтегрировав выражения (19), (20) по частот- ной функции )()( ωη s , получим выражения для угло- вой плотности излучения. , sin4 )( ,,22 )()(2)( ,, 2 s ИНТДПИПРИ B sss ИНТДПИПРИ RPe d dN θπ ν= Ω ∫ + ∞ ∞− ωη= )()()( ,, )( ,, ss ИНТДПИПРИ s ИНТДПИПРИ dFR . (22) Кривые, построенные по формулам (22), пред- ставлены на Рис.6-8 и демонстрируют вклад каждо- го механизма излучения в суммарную угловую плотность излучения )(s СУММR для различной асим- метрии (параметр ε ) и энергии 0 2/1 χ ′γ падающих электронов. Сравнивая Рис.6 и Рис.7 можно заме- тить, что при увеличении энергии электронов вклад ДПИ в полный выход существенно возрастает. Как видно из Рис.6 и Рис.8, при изменении только асим- метрии, относительный вклад ПРИ и ДПИ не меня- ется, однако суммарная угловая плотность суще- ственно возрастает. Интересным представляется также тот факт, что интерференция ПРИ и ДПИ приводит к осцилляци- ям в угловой плотности суммарного излучения. 194 Рис.6. Рис.7. Рис.8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ В работе исследованы относительные вклады ме- ханизмов излучения ПРИ и ДПИ в зависимости от энергии падающих электронов и угла δ (параметр ε ) в суммарное излучение. Показано, что при измене- нии угла наблюдения и асимметрии отражения меня- ются не только амплитуды спектров ПРИ и ДПИ, но и их интерференция. Интерференция может быть как конструктивной, так и деструктивной. Показано, что интерференция может привести к осцилляциям в уг- ловой плотности суммарного излучения. Данная работа выполнена при поддержке РФФИ (проект 05-02-16512). ЛИТЕРАТУРА 1. З.Г. Пинскер. Динамическое рассеяние рентге- новских лучей в идеальных кристаллах. М.: «Наука», 1974, c.369. 2. М.Л. Тер-Микаэлян. Влияние среды на электро- магнитные процессы при высоких энергиях. Ереван: «АН АрмССР», 1969, с.459. 3. G.M. Garibian, C. Yang // JETP. 1971, v.61, р.930. 4. V.G. Baryshevsky, I.D. Feranchuk // JETP. 1971, т.61, с.944. 5. Г.М. Гарибян, Ян Ши. Рентгеновское переход- ное излучение. Ереван: «АН АрмССР», 1983, с.320. 6. N. Nasonov // Phys. Lett. 1999, v.A260, с.391. 7. С.В. Блажевич, А.В. Носков // Поверхность. Рентгеновские синхротронные и нейтронные исследования. 2006, №4, с.23. 8. С.В. Блажевич, А.В. Носков // Поверхность. Рентгеновские синхротронные и нейтронные исследования. 2007, №4, с.62. 9. S.V. Blazhevich, A.V. Noskov // Nucl. Instr. Meth. B. 2006, v.252, р.69. 10. C.В. Блажевич, А.В. Носков // Изв. вузов. Физи- ка. 2006, №6, с.37. 11. В.А. Базылев, Н.К. Жеваго. Излучение быстрых частиц в веществе и внешних полях. М.: «Нау- ка», 1987, c.272. СOMPARATIVE CONTRIBUTIONS OF PXR AND DTR OF RELATIVISTIC ELECTRON CROSSING SINGLE CRYSTAL PLATE IN LAUE’S GEOMETRY OF SCATTERING S.V. Blazhevich, A.V. Noskov On the basis of the two-wave approximation of dynamic diffraction theory, the analytical expressions describing the spectral-angular distribution of the parametric x-radiation (PXR) and the diffracted transition radiation (DTR) are derived. The influence of reflection asymmetry and interference of these two radiation mechanisms on the total coherent radiation characteristics are considered. ВІДНОСНІ ВНЕСКИ ПРВ І ДПВ РЕЛЯТИВІСТСЬКОГО ЕЛЕКТРОНУ, ЩО ПЕРЕТИНАЄ МОНО- КРИСТАЛИЧНУ ПЛАСТИНКУ У ГЕОМЕТРІЇ РОЗСІЮВАННЯ ЛАУЕ С.В. Блажевич, А.В. Носков На основі двухвильового наближення динамічної теорії дифракції отримані аналітичні вирази, що описують спектрально-кутовий розподіл параметричного рентгенівського випромінювання (ПРВ) і дифрагованого перехідного випромінювання (ДПВ). Досліджено вплив асиметрії відбиття і інтерференція ПРВ і ДПВ на характеристики результуючого когерентного випромінювання. ____________________________________________________________ PROBLEMS OF ATOMIC SCIENCE AND TECHNOLOGY. 2008. № 3. Series: Nuclear Physics Investigations (49), p.191-195. 195 УДК 537.8

Относительные вклады ПРИ и ДПИ релятивистского электрона, пересекающего монокристаллическую пластинку в геометрии рассеяния ЛАУЭ

Репозитарії

Схожі ресурси