حيود الأشعة السينية

الموسوعة الحرة
نصف الكرة الأرضية للحيود

حيود الأشعة السينية مصطلح عام يُطلق على الظواهر المرتبطة بتغيرات اتجاه حزم الأشعة السينية نتيجة تفاعلها مع الإلكترونات المحيطة بالذرات. ويحدث هذا الحيود نتيجة التشتت المرن ، حيث لا يطرأ أي تغيير على طاقة الموجات. تُسمى الخريطة الناتجة لاتجاهات الأشعة السينية بعيدًا عن العينة بنمط الحيود. ويختلف هذا عن علم البلورات بالأشعة السينية الذي يستغل حيود الأشعة السينية لتحديد ترتيب الذرات في المواد، ويتضمن أيضًا مكونات أخرى، مثل طرق ربط قياسات الحيود التجريبية بمواقع الذرات.

تقدم هذه المقالة نظرة عامة على حيود الأشعة السينية، بدءًا من تاريخها المبكر واكتشاف أن لها المسافات المناسبة للانحراف عند البلورات. في كثير من الحالات، يمكن تفسير أنماط الحيود هذه باستخدام نظرية التشتت الأحادي أو النظرية الحركية مع حفظ الطاقة ( متجه الموجة ). توجد أنواع عديدة من مصادر الأشعة السينية ، بدءًا من تلك المستخدمة في المختبرات وصولًا إلى مصادر ضوء السنكروترون ذات السطوع العالي . يمكن إنتاج أنماط حيود مماثلة بتقنيات تشتت ذات صلة ، مثل حيود الإلكترونات أو حيود النيوترونات . إذا تعذر الحصول على بلورات أحادية ذات حجم كافٍ، يمكن تطبيق طرق أخرى للأشعة السينية للحصول على معلومات أقل تفصيلًا؛ تشمل هذه الطرق حيود الألياف ، وحيود المساحيق ، وتشتت الأشعة السينية بزاوية صغيرة (SAXS) (إذا لم تكن العينة متبلورة) .

تاريخ

عندما اكتشف ويلهلم رونتجن الأشعة السينية عام 1895 [ 1 ]، لم يكن الفيزيائيون متأكدين من طبيعتها، لكنهم رجّحوا أنها موجات من الإشعاع الكهرومغناطيسي . كانت نظرية ماكسويل للإشعاع الكهرومغناطيسي مقبولة على نطاق واسع، وأظهرت تجارب تشارلز غلوفر باركلا أن الأشعة السينية تُظهر ظواهر مرتبطة بالموجات الكهرومغناطيسية، بما في ذلك الاستقطاب المستعرض وخطوط طيفية مشابهة لتلك المرصودة في الأطوال الموجية المرئية. ابتكر باركلا ترميزًا خاصًا بالأشعة السينية للخطوط الطيفية الحادة، مشيرًا عام 1909 إلى طاقتين منفصلتين، أطلق عليهما في البداية "أ" و"ب"، وبافتراض وجود خطوط قبل "أ"، بدأ ترقيمًا أبجديًا يبدأ بالحرف "ك". [ 2 ] [ 3 ] أشارت تجارب الشق الأحادي في مختبر أرنولد سومرفيلد إلى أن طول موجة الأشعة السينية يبلغ حوالي 1 أنغستروم . [ 4 ] لا تُعدّ الأشعة السينية موجات فحسب، بل لها أيضًا خصائص جسيمية، مما دفع سومرفيلد إلى صياغة مصطلح "بريمسترالونغ" (Bremsstrahlung) لوصف الطيف المتصل الناتج عن قصف الإلكترونات للمادة. [ 3 ] قدّم ألبرت أينشتاين مفهوم الفوتون عام 1905، [ 5 ] لكنه لم يُقبل على نطاق واسع حتى عام 1922، [ 6 ] [ 7 ] عندما أكّده آرثر كومبتون من خلال تشتت الأشعة السينية بواسطة الإلكترونات. [ 8 ] دفعت الخصائص الشبيهة بالجسيمات للأشعة السينية، مثل تأيينها للغازات، ويليام هنري براغ إلى القول عام 1907 بأن الأشعة السينية ليست إشعاعًا كهرومغناطيسيًا. [ 9 ] [ 10 ] [ 11 ] [ 12 ] أثبت رأي براغ أنه غير شائع، وأكدت ملاحظة حيود الأشعة السينية بواسطة ماكس فون لاو في عام 1912 [ 13 ] أن الأشعة السينية هي شكل من أشكال الإشعاع الكهرومغناطيسي.

أحد أنماط تداخل الأشعة السينية للزنك بليند المنشورة في ورقة فون لاو عام 1912 [ 13 ]

ظهرت فكرة استخدام البلورات كشبكة حيود للأشعة السينية عام ١٩١٢ خلال حوار بين بول بيتر إيوالد وماكس فون لاو في الحديقة الإنجليزية بمدينة ميونيخ. كان إيوالد قد اقترح نموذجًا رنينيًا للبلورات في أطروحته، إلا أن هذا النموذج لم يكن قابلًا للتحقق باستخدام الضوء المرئي ، نظرًا لأن طول موجته كان أكبر بكثير من المسافة بين الرنانات. أدرك فون لاو الحاجة إلى إشعاع كهرومغناطيسي ذي طول موجي أقصر، واقترح أن يكون طول موجة الأشعة السينية مماثلًا للمسافة بين الرنانات في البلورات. عمل فون لاو مع فنيين، والتر فريدريش ومساعده بول كنيبينغ، لتسليط حزمة من الأشعة السينية عبر بلورة كبريتات النحاس وتسجيل نمط حيودها على لوحة فوتوغرافية . [ ١٤ ] : ٤٣ بعد تحميض اللوحة، ظهرت عليها حلقات من بقع ضبابية ذات شكل بيضاوي تقريبًا. وعلى الرغم من أن الصورة كانت بدائية وغير واضحة، إلا أنها أكدت مفهوم الحيود. عُرضت النتائج على أكاديمية بافاريا للعلوم والآداب في يونيو 1912 تحت عنوان "ظواهر التداخل في الأشعة السينية". [ 13 ] [ 15 ]

بعد رؤية النتائج الأولية، كان لاو عائدًا إلى منزله سيرًا على الأقدام عندما خطرت له فجأة القوانين الفيزيائية التي تصف هذا التأثير. [ 14 ] : 44 وضع لاو قانونًا يربط بين زوايا التشتت وحجم واتجاه المسافات بين خلايا الوحدة في البلورة، وهو القانون الذي نال عنه جائزة نوبل في الفيزياء عام 1914. [ 16 ]

بعد أبحاث فون لاو الرائدة، تطور هذا المجال بسرعة، لا سيما بفضل جهود الفيزيائيين ويليام لورانس براغ ووالده ويليام هنري براغ . في عامي 1912-1913، وضع براغ الابن قانون براغ ، الذي يربط التشتت بمستويات متساوية التباعد داخل البلورة. [ 1 ] [ 17 ] [ 18 ] [ 19 ] تقاسم براغ الأب والابن جائزة نوبل في الفيزياء عام 1915 لإسهاماتهما في علم البلورات. كانت البنى الأولى بسيطة عمومًا؛ ومع تحسن الأساليب الحسابية والتجريبية على مدى العقود التالية، أصبح من الممكن استنتاج مواقع ذرية موثوقة لترتيبات ذرية أكثر تعقيدًا؛ انظر علم البلورات بالأشعة السينية لمزيد من التفاصيل.

مقدمة في نظرية حيود الأشعة السينية

الأساسيات

يتسبب الشعاع الوارد (القادم من أعلى اليسار) في إعادة إشعاع جزء صغير من شدة كل مُشتِّت على شكل موجة كروية. إذا رُتِّبت المُشتِّتات بشكل متناظر بمسافة فاصلة d ، فإن هذه الموجات الكروية ستتزامن (تتضافر تداخلاً بناءً) فقط في الاتجاهات التي يكون فيها فرق طول مسارها 2d sin θ مضاعفًا صحيحًا للطول الموجي λ. في هذه الحالة، ينحرف جزء من الشعاع الوارد بزاوية 2θ، مما يُنتج بقعة انعكاس في نمط الحيود .

البلورات عبارة عن تراكيب منتظمة من الذرات، والأشعة السينية عبارة عن موجات كهرومغناطيسية. تُشتت الذرات موجات الأشعة السينية، بشكل أساسي من خلال إلكتروناتها. وكما تُنتج موجة المحيط التي تصطدم بمنارة موجات دائرية ثانوية تنبعث منها، كذلك تُنتج الأشعة السينية التي تصطدم بإلكترون موجات كروية ثانوية تنبعث منه. تُعرف هذه الظاهرة بالتشتت المرن ، ويُعرف الإلكترون (أو المنارة) بالمشتت . يُنتج تركيب منتظم من المشتتات تركيبًا منتظمًا من الموجات الكروية. على الرغم من أن هذه الموجات تلغي بعضها بعضًا في معظم الاتجاهات من خلال التداخل الهدام ، إلا أنها تتجمع بشكل بناء في بعض الاتجاهات المحددة. [ 20 ] [ 21 ] [ 22 ]

يمكن الحصول على فهم بديهي لحيود الأشعة السينية من خلال نموذج براغ للحيود . في هذا النموذج، يرتبط انعكاس معين بمجموعة من الصفائح المتساوية التباعد التي تخترق البلورة، وعادةً ما تمر عبر مراكز ذرات الشبكة البلورية. يُحدد اتجاه مجموعة معينة من الصفائح بواسطة مؤشرات ميلر الثلاثة ( h ، k ، l )، والمسافة بينها بواسطة d . اقترح ويليام لورانس براغ نموذجًا تتشتت فيه الأشعة السينية الواردة تشتتًا منتظمًا (كانعكاس المرآة) من كل مستوى؛ وبناءً على هذا الافتراض، تتداخل الأشعة السينية المتشتتة من المستويات المتجاورة تداخلًا بناءً ( تداخلًا بناءً ) عندما ينتج عن الزاوية θ بين المستوى والأشعة السينية فرق في طول المسار يساوي مضاعفًا صحيحًا n لطول موجة الأشعة السينية λ.

2دالخطيئة⁡θ=نλ.{\displaystyle 2d\sin \theta =n\lambda .}

يُقال إن الانعكاس مُفهرس عندما يتم تحديد مؤشرات ميلر الخاصة به (أو، بشكل أدق، مكونات متجه الشبكة المقلوبة ) من الطول الموجي المعروف وزاوية التشتت 2θ. يُعطي هذا الفهرسة معلمات الخلية الأولية ، وأطوال وزوايا الخلية الأولية، بالإضافة إلى مجموعتها الفراغية . [ 20 ]

كرة إيوالد

تمثيل بناء إيوالد للانعراج المرن للأشعة السينية.

يمثل كل نمط حيود للأشعة السينية شريحة كروية من الفضاء المقلوب، كما يتضح من خلال بناء كرة إيوالد. بالنسبة لمتجه موجة ساقطة معين k₀ ، تقع متجهات الموجة الوحيدة ذات الطاقة نفسها على سطح الكرة. في الرسم التوضيحي، يقع متجه الموجة k₁ على كرة إيوالد، وهو أيضًا عند متجه الشبكة المقلوبة g₁ ، وبالتالي يحقق قانون براغ. في المقابل، يختلف متجه الموجة k₂ عن نقطة الشبكة المقلوبة g₂ بالمتجه s، والذي يُسمى خطأ الإثارة. بالنسبة للبلورات الأحادية الكبيرة المستخدمة بشكل أساسي في علم البلورات، فإن حالة قانون براغ فقط هي المهمة؛ أما بالنسبة لحيود الإلكترون وبعض أنواع حيود الأشعة السينية الأخرى ، فإن القيم غير الصفرية لخطأ الإثارة مهمة أيضًا. [ 22 ]

سعات التشتت

يتحدد تشتت الأشعة السينية بكثافة الإلكترونات داخل البلورة. ولأن طاقة الأشعة السينية أكبر بكثير من طاقة إلكترون التكافؤ ، يمكن نمذجة التشتت على أنه تشتت طومسون ، وهو التفاعل المرن لشعاع كهرومغناطيسي مع جسيم مشحون.

شدة تشتت طومسون لجسيم واحد بكتلة m وشحنة أولية q هي: [ 21 ]

أناo=أناهـ(q4م2ج4)1+كوس2⁡2θ2=أناهـ7.94×10-261+كوس2⁡2θ2=أناهـو{\displaystyle I_{o}=I_{e}\left({\frac {q^{4}}{m^{2}c^{4}}}\right){\frac {1+\cos ^{2}2\theta }{2}}=I_{e}7.94\times 10^{-26}{\frac {1+\cos ^{2}2\theta }{2}}=I_{e}f}

لذا، فإن نوى الذرات، الأثقل بكثير من الإلكترون، تُسهم بشكل ضئيل في الأشعة السينية المتناثرة. ونتيجة لذلك، يمكن تقريب التشتت المتماسك المُكتشف من الذرة بدقة عن طريق تحليل التشتت الجماعي من الإلكترونات في النظام. [ 20 ]

يتميز شعاع الأشعة السينية الوارد باستقطاب، ويجب تمثيله كموجة متجهة؛ إلا أنه، تبسيطًا للأمر، سيتم تمثيله هنا كموجة قياسية. سنتجاهل التغير الزمني للموجة ونركز فقط على تغيرها المكاني. يمكن تمثيل الموجات المستوية بمتجه الموجة k في الفضاء الإقليدي ، وبالتالي فإن الموجة الواردة عند الزمن t  =  0 تُعطى بالعلاقة التالية:

أهـ2πأناكأنان⋅ر.{\displaystyle A\mathrm {e} ^{2\pi \mathrm {i} \mathbf {k} _{\mathrm {in} }\cdot \mathbf {r} }.}

عند موضع r داخل العينة، نعتبر كثافة المشتتات f ( r )؛ تُنتج هذه المشتتات موجة كروية مشتتة ذات سعة تتناسب مع السعة المحلية للموجة الواردة مضروبة في عدد المشتتات في حجم صغير dV حول r

سعة الموجة المتناثرة=أهـ2πأناك⋅رSو(ر)دV،{\displaystyle {\text{amplitude of scattered wave}}=A\mathrm {e} ^{2\pi \mathrm {i} \mathbf {k} \cdot \mathbf {r} }Sf(\mathbf {r} )\,\mathrm {d} V,}

حيث S هو ثابت التناسب.

لنفترض أن لدينا نسبة من الموجات المتشتتة التي تغادر بمتجه موجي خارجي k out وتصطدم بشاشة (كاشف) عند r screen . بما أنه لا يوجد فقد للطاقة (تشتت مرن، وليس غير مرن)، فإن أطوال الموجات متساوية، وكذلك مقادير المتجهات الموجية | k in |  =  | k out |. من لحظة تشتت الفوتون عند r حتى امتصاصه عند r screen ، يخضع الفوتون لتغير في الطور.

هـ2πأناكخارج⋅(رشاشة-ر).{\displaystyle e^{2\pi i\mathbf {k} _{\text{out}}\cdot \left(\mathbf {r} _{\text{screen}}-\mathbf {r} \right)}.}

إن صافي الإشعاع الواصل إلى الشاشة r هو مجموع جميع الموجات المتناثرة في جميع أنحاء البلورة

أS∫درو(ر)هـ2πأناكفي⋅رهـ2πأناكخارج⋅(رشاشة-ر)=أSهـ2πأناكخارج⋅رشاشة∫درو(ر)هـ2πأنا(كفي-كخارج)⋅ر،{\displaystyle AS\int \mathrm {d} \mathbf {r} \,f(\mathbf {r} )\mathrm {e} ^{2\pi \mathrm {i} \mathbf {k} _{\text{in}}\cdot \mathbf {r} }e^{2\pi i\mathbf {k} _{\text{out}}\cdot \left(\mathbf {r} _{\text{screen}}-\mathbf {r} \right)}=ASe^{2\pi i\mathbf {k} _{\text{out}}\cdot \mathbf {r} _{\text{screen}}}\int \mathrm {d} \mathbf {r} \,f(\mathbf {r} )\mathrm {e} ^{2\pi \mathrm {i} \left(\mathbf {k} _{\text{in}}-\mathbf {k} _{\text{out}}\right)\cdot \mathbf {r} },}

والتي يمكن كتابتها على شكل تحويل فورييه

أSهـ2πأناكخارج⋅رشاشة∫درو(ر)هـ-2πأناز⋅ر=أSهـ2πأناكخارج⋅رشاشةF(ز)،{\displaystyle AS\mathrm {e} ^{2\pi \mathrm {i} \mathbf {k} _{\text{out}}\cdot \mathbf {r} _{\text{screen}}}\int d\mathbf {r} f(\mathbf {r} )\mathrm {e} ^{-2\pi \mathrm {i} \mathbf {g} \cdot \mathbf {r} }=AS\mathrm {e} ^{2\pi \mathrm {i} \mathbf {k} _{\text{out}}\cdot \mathbf {r} _{\text{screen}}}F(\mathbf {g} ),}

حيث g = k out  – k in هو متجه الشبكة المقلوبة الذي يحقق قانون براغ وبناء إيوالد المذكور أعلاه. ستكون شدة الانعكاس المقاسة مربع هذه السعة [ 20 ] [ 21 ]. 

أ2S2|F(ز)|2.{\displaystyle A^{2}S^{2}\left|F(\mathbf {g} )\right|^{2}.}

يفترض ما سبق أن المناطق البلورية كبيرة نوعًا ما، على سبيل المثال، بقطر ميكرونات ، ولكنها ليست كبيرة لدرجة أن تتشتت الأشعة السينية أكثر من مرة. إذا لم يتحقق أي من هذين الشرطين، فستكون شدة الأشعة المنعكسة أكثر تعقيدًا. [ 22 ] [ 23 ]

مصادر الأشعة السينية

مصعد دوار

يمكن إجراء تجارب حيود الأشعة السينية على نطاق صغير باستخدام مصدر أنبوب أشعة سينية محلي ، عادةً ما يكون مزودًا بكاشف لوحة تصوير . تتميز هذه التجارب بانخفاض تكلفتها وسهولة صيانتها، كما أنها تتيح فحص العينات وجمعها بسرعة. مع ذلك، فإن طول موجة الأشعة السينية الناتجة محدود بتوافر مواد الأنود المختلفة . علاوة على ذلك، فإن شدة الأشعة محدودة بالقدرة المُطبقة وقدرة التبريد المتاحة لتجنب انصهار الأنود. في هذه الأنظمة، تُطلق الإلكترونات من الكاثود وتُسرّع عبر جهد كهربائي قوي يبلغ حوالي 50 كيلو فولت ؛ وعندما تصل إلى سرعة عالية، تصطدم الإلكترونات بلوحة معدنية، مُصدرةً أشعة كبح وبعض الخطوط الطيفية القوية التي تُعزى إلى إثارة إلكترونات الغلاف الداخلي للمعدن. يُعد النحاس أكثر المعادن استخدامًا، إذ يُمكن تبريده بسهولة نظرًا لموصليته الحرارية العالية ، وهو يُنتج خطوط Kα وKβ قوية . يُخفّض خط Kβ أحيانًا باستخدام رقاقة نيكل رقيقة (حوالي 10 ميكرومتر ) . أبسط أنواع أنابيب الأشعة السينية المغلقة وأرخصها هي تلك التي تحتوي على مصعد ثابت ( أنبوب كروكس ) وتعمل بقدرة شعاع إلكتروني تبلغ حوالي 2 كيلوواط. أما النوع الأكثر تكلفة فيحتوي على مصدر من نوع المصعد الدوار ويعمل بقدرة شعاع إلكتروني تبلغ حوالي 14 كيلوواط.    

تُصفّى الأشعة السينية عادةً (باستخدام مرشحات الأشعة السينية ) إلى طول موجي واحد (أحادية اللون) وتُجمّع في اتجاه واحد قبل أن تصطدم بالبلورة. لا يُسهّل الترشيح تحليل البيانات فحسب، بل يُزيل أيضًا الإشعاع الذي يُتلف البلورة دون أن يُضيف معلومات مفيدة. يتم التجميع إما باستخدام مُجمّع (وهو عبارة عن أنبوب طويل) أو باستخدام مجموعة من المرايا المنحنية قليلاً. تُفضّل أنظمة المرايا للبلورات الصغيرة (أقل من 0.3  مم) أو ذات الخلايا الوحدوية الكبيرة (أكثر من 150  أنغستروم).

أنبوب التركيز الدقيق

ومن التطورات الحديثة أنبوب التركيز الدقيق ، الذي يمكنه توفير تدفق شعاع عالي على الأقل (بعد التجميع) مثل مصادر الأنود الدوارة ولكنه يتطلب فقط طاقة شعاع تبلغ بضع عشرات أو مئات من الواط بدلاً من الحاجة إلى عدة كيلوواط.

إشعاع السنكروترون

تُعدّ مصادر إشعاع السنكروترون من بين ألمع مصادر الضوء على وجه الأرض، وهي من أقوى الأدوات المتاحة لتحليل حيود الأشعة السينية وعلم البلورات. تُولّد حزم الأشعة السينية في السنكروترونات التي تُسرّع الجسيمات المشحونة كهربائيًا، وغالبًا ما تكون إلكترونات، إلى سرعة تقارب سرعة الضوء، وتحصرها في مسار دائري تقريبًا باستخدام المجالات المغناطيسية.

تُعدّ السنكروترونات عمومًا مرافق وطنية، يضم كل منها عدة خطوط شعاعية مخصصة لجمع البيانات دون انقطاع. صُممت السنكروترونات في الأصل لاستخدامها من قبل علماء فيزياء الطاقة العالية الذين يدرسون الجسيمات دون الذرية والظواهر الكونية . يُعدّ حلقة تخزين الإلكترونات المكون الأكبر في كل سنكروترون . هذه الحلقة ليست دائرة كاملة، بل هي مضلع متعدد الأضلاع. عند كل زاوية من زوايا المضلع، أو القطاع، توجد مغناطيسات مُحاذية بدقة تعمل على ثني مسار الإلكترونات. ومع انحناء مسار الإلكترونات، تُصدر دفعات من الطاقة على شكل أشعة سينية.

يمكن أن يتسبب الإشعاع المؤين المكثف في تلف العينات، وخاصة البلورات الجزيئية الكبيرة. تحمي تقنية علم البلورات بالتبريد العينة من التلف الإشعاعي بتجميد البلورة عند درجات حرارة النيتروجين السائل (حوالي 100 كلفن ). [ 24 ] تُطبق طرق علم البلورات بالتبريد أيضًا على مصادر الأنود الدوارة المنزلية. [ 25 ] مع ذلك، يتميز إشعاع السنكروترون غالبًا بإمكانية اختيار المستخدم لأطوال موجية محددة، مما يسمح بإجراء تجارب تشتت شاذة تُعظّم الإشارة الشاذة. يُعد هذا أمرًا بالغ الأهمية في تجارب مثل تشتت الشذوذ أحادي الطول الموجي (SAD) وتشتت الشذوذ متعدد الأطوال الموجية (MAD).

ليزر الإلكترون الحر

طُوِّرت ليزرات الإلكترون الحر لاستخدامها في حيود الأشعة السينية وعلم البلورات. [ 26 ] تُعدّ هذه الليزرات ألمع مصادر الأشعة السينية المتاحة حاليًا، حيث تُصدر الأشعة السينية على شكل نبضات فيمتوثانية . تتميز شدة المصدر بقدرتها على تحليل أنماط الحيود بدقة ذرية للبلورات الصغيرة جدًا بحيث يصعب جمعها بطرق أخرى. مع ذلك، يُؤدي هذا المصدر الضوئي الشديد إلى تدمير العينة، [ 27 ] مما يستلزم تصوير بلورات متعددة. ونظرًا لأن كل بلورة تتجه عشوائيًا في حزمة الأشعة، يجب جمع مئات الآلاف من صور الحيود الفردية للحصول على مجموعة بيانات كاملة. استُخدمت هذه الطريقة، المعروفة باسم علم البلورات التسلسلي بالفيمتوثانية ، في تحديد بنية عدد من هياكل بلورات البروتينات، مع ملاحظة اختلافات أحيانًا مع الهياكل المكافئة التي جُمعت من مصادر السنكروترون. [ 28 ]

تقنيات الأشعة السينية الأخرى

تشمل أشكال تشتت الأشعة السينية المرنة الأخرى، إلى جانب حيود البلورات الأحادية ، حيود المساحيق ، وتشتت الأشعة السينية بزاوية صغيرة ( SAXS )، وأنواعًا عديدة من حيود الأشعة السينية الليفية ، الذي استخدمته روزاليند فرانكلين في تحديد بنية الحلزون المزدوج للحمض النووي DNA . وبشكل عام، يوفر حيود الأشعة السينية للبلورات الأحادية معلومات هيكلية أكثر من هذه التقنيات الأخرى؛ إلا أنه يتطلب بلورة كبيرة ومنتظمة بدرجة كافية، وهو ما لا يتوفر دائمًا.

تستخدم طرق التشتت هذه عمومًا أشعة سينية أحادية اللون ، والتي تقتصر على طول موجي واحد مع انحرافات طفيفة. كما يمكن استخدام طيف واسع من الأشعة السينية (أي مزيج من الأشعة السينية بأطوال موجية مختلفة) لإجراء حيود الأشعة السينية، وهي تقنية تُعرف باسم طريقة لاوي. هذه هي الطريقة المستخدمة في الاكتشاف الأصلي لحيود الأشعة السينية. يوفر تشتت لاوي معلومات هيكلية وافرة بتعريض قصير لحزمة الأشعة السينية، ولذلك يُستخدم في الدراسات الهيكلية للأحداث السريعة جدًا ( علم البلورات المُحلل زمنيًا ). مع ذلك، فهو ليس مناسبًا مثل التشتت أحادي اللون لتحديد التركيب الذري الكامل للبلورة، وبالتالي فهو يعمل بشكل أفضل مع البلورات ذات الترتيبات الذرية البسيطة نسبيًا.

يسجل نمط الانعكاس الخلفي لـ Laue الأشعة السينية المتناثرة للخلف من مصدر واسع الطيف. يُعد هذا مفيدًا إذا كانت العينة سميكة جدًا بحيث لا تستطيع الأشعة السينية النفاذ من خلالها. تُحدد مستويات الحيود في البلورة بمعرفة أن العمودي على مستوى الحيود ينصف الزاوية بين الشعاع الساقط والشعاع المنعكس. يمكن استخدام مخطط غرينينغر [ 29 ] لتفسير صورة الانعكاس الخلفي لـ Laue.

حيود الإلكترون

بسبب تفاعلها عبر قوى كولوم، يكون تشتت الإلكترونات بواسطة المادة أقوى بألف مرة أو أكثر من تشتت الأشعة السينية. لذا، تُنتج حزم الإلكترونات تشتتًا متعددًا أو ديناميكيًا قويًا حتى في البلورات الرقيقة نسبيًا (أقل من 10  نانومتر). ورغم وجود أوجه تشابه بين حيود الأشعة السينية والإلكترونات، كما هو موضح في كتاب جون إم. كولي [ 22 ] ، إلا أن المنهجية مختلفة، إذ تعتمد على المنهجية الأصلية لهانز بيث [ 30 ] وحل معادلة شرودنغر للإلكترونات النسبية ، بدلًا من المنهجية الحركية أو قانون براغ . ويمكن الحصول على معلومات حول مناطق متناهية الصغر، وصولًا إلى الذرات المفردة. وتتعدد تطبيقات حيود الإلكترونات ، والمجهر الإلكتروني النافذ ، وعلم البلورات الإلكتروني النافذ باستخدام الإلكترونات عالية الطاقة؛ راجع الروابط ذات الصلة لمزيد من المعلومات والمراجع. بالإضافة إلى طرق النقل، يُعد حيود الإلكترونات منخفضة الطاقة [ 31 ] تقنية يتم فيها تشتيت الإلكترونات عكسيًا عن الأسطح، وقد استُخدمت على نطاق واسع لتحديد هياكل السطح على المستوى الذري، كما يُعد حيود الإلكترونات عالي الطاقة الانعكاسي تقنية أخرى تُستخدم على نطاق واسع لمراقبة نمو الأغشية الرقيقة. [ 32 ]

حيود النيوترونات

يُستخدم حيود النيوترونات لتحديد البنية، على الرغم من صعوبة الحصول على حزم نيوترونية مكثفة أحادية اللون بكميات كافية. تقليديًا، استُخدمت المفاعلات النووية ، إلا أن مصادر إنتاج النيوترونات عن طريق التفتت النووي أصبحت متاحة بشكل متزايد. ولأن النيوترونات غير مشحونة، فإنها تتشتت بشكل أكبر من نوى الذرات مقارنةً بالإلكترونات. لذلك، يُعد تشتت النيوترونات مفيدًا لرصد مواقع الذرات الخفيفة ذات الإلكترونات القليلة، وخاصة الهيدروجين ، الذي يكاد يكون غير مرئي في حيود الأشعة السينية. كما يتميز تشتت النيوترونات بإمكانية إخفاء المذيب عن طريق ضبط نسبة الماء العادي (H₂O ) إلى الماء الثقيل (D₂O ) .

مراجع

  1. 1 2 ستودارت سي (1 مارس 2022). "علم الأحياء البنيوي: كيف حصلت البروتينات على صورتها المقربة" . مجلة Knowable . doi : 10.1146/knowable-022822-1 . تاريخ الاسترجاع: 25 مارس 2022 .
  2. ↑ باركلا، تشارلز ج. (1911). "39. أطياف إشعاعات رونتجن الفلورية". المجلة الفلسفية. السلسلة 6. 22 (129): 396-412. doi:10.1080/14786440908637137.
  3. 1 2 مايكل إيكرت، اكتشاف مثير للجدل: بدايات حيود الأشعة السينية في البلورات عام 1912 وتداعياته، يناير 2011، مجلة أكتا كريستالوغرافيكا. القسم أ، أسس علم البلورات 68(1):30-39. نُشرت هذه المقالة بمناسبة مرور مئة عام على اكتشاف لاوي أيضًا في مجلة زايتشريفت فور كريستالوغرافيا [إيكرت (2012). زد. كريستالوغر. 227، 27-35].
  4. ↑ نيسيو، سيجيكو. "تكوين نظرية سومرفيلد الكمية لعام 1916." (1974) JSHS، العدد 12. ص 39-78.
  5. ^ أينشتاين أ (1905). "Über einen die Erzeugung und Verwandlung des Lichtes betreffenden heuristischen Gesichtspunkt" [ نموذج إرشادي لخلق الضوء وتحويله ] . أنالين دير فيزيك (في المانيا). 17 (6): 132. بيب كود : 1905AnP...322..132E . دوى : 10.1002/andp.19053220607 .تتوفر ترجمة إنجليزية من ويكي مصدر .
  6. ^ قارن: أينشتاين أ (1909). "Über die Entwicklung unserer Anschauungen über das Wesen und die Konstitution der Strahlung " [ تطوير وجهات نظرنا حول تكوين وجوهر الإشعاع ] . Physikalische Zeitschrift (باللغة الألمانية). 10 : 817.تتوفر ترجمة إنجليزية من ويكي مصدر .
  7. ↑ بايس أ (1982). الرب دقيق: علم وحياة ألبرت أينشتاين . مطبعة جامعة أكسفورد . ISBN 0-19-853907-X.
  8. ↑ كومبتون أ (1923). "نظرية كمية لتشتت الأشعة السينية بواسطة العناصر الخفيفة" (ملف PDF) . مجلة الفيزياء 21 (5): 483. رمز Bibcode : 1923PhRv...21..483C . doi : 10.1103/PhysRev.21.483 .
  9. ↑ براغ دبليو إتش (1907). "طبيعة أشعة رونتجن". معاملات الجمعية الملكية للعلوم في أستراليا . 31 : 94.
  10. ↑ براغ، دبليو إتش (1908). "طبيعة أشعة غاما والأشعة السينية" . مجلة نيتشر . 77 (1995): 270. Bibcode : 1908Natur..77..270B . doi : 10.1038/077270a0 . S2CID 4020075 . انظر أيضًا: Bragg WH (1908). "طبيعة أشعة غاما والأشعة السينية" . Nature . 78 (2021): 271. Bibcode : 1908Natur..78..271B . doi : 10.1038/078271a0 . S2CID 4039315 . براغ، دبليو إتش (1908). "طبيعة أشعة غاما والأشعة السينية". مجلة نيتشر . 78 (2022): 293. رمز Bibcode : 1908Natur..78..293B . doi : 10.1038/078293d0 . S2CID 3993814 . براغ، دبليو إتش (1908). "طبيعة الأشعة السينية" . مجلة نيتشر . 78 (2035): 665. رمز Bibcode : 1908Natur..78R.665B . doi : 10.1038/078665b0 . S2CID 4024851 . 
  11. ↑ براغ، دبليو إتش (1910). "نتائج فرضية الجسيمات لأشعة غاما والأشعة السينية، ومدى أشعة بيتا" . مجلة الفلسفة 20 (117): 385. doi : 10.1080/14786441008636917 .
  12. ↑ براغ، دبليو إتش (1912). "حول الطبيعة المباشرة أو غير المباشرة للتأين بواسطة الأشعة السينية". مجلة الفلسفة 23 (136): 647. doi : 10.1080/14786440408637253 .
  13. 1 2 3 فريدريش دبليو، كنيبنج بي، فون لاو إم (1912). "Interferenz-Erscheinungen bei Röntgenstrahlen" (PDF) . Sitzungsberichte der Mathematics-Physikalischen Classe der Königlich-Bayerischen Akademie der Wissenschaften zu München [ ظواهر التداخل في الأشعة السينية ] . 1912 : 303.
  14. 1 2 إيوالد، ب.ب.، محرر. (1962). خمسون عامًا من حيود الأشعة السينية: إهداء إلى الاتحاد الدولي لعلم البلورات بمناسبة الاجتماع التذكاري في ميونيخ، يوليو 1962. بوسطن، ماساتشوستس: سبرينغر الولايات المتحدة. doi : 10.1007/978-1-4615-9961-6 . ISBN 978-1-4615-9963-0.{{cite book}}عدم توافق رقم ISBN / التاريخ ( مساعدة )
  15. ↑ فون لاو م (1920). "حول اكتشاف تداخلات الأشعة السينية" (ملف PDF) . محاضرات نوبل، الفيزياء . 1901-1921 . تم الاطلاع عليه بتاريخ 7 أبريل 2025 .
  16. ↑ دانا إي إس، فورد دبليو إي (1932). كتاب في علم المعادن ( الطبعة الرابعة). نيويورك: جون وايلي وأولاده. ص 28.  
  17. ↑ براغ، دبليو إل (1912). "الانعكاس المرآوي للأشعة السينية" . مجلة نيتشر . 90 (2250): 410. رمز Bibcode : 1912Natur..90..410B . doi : 10.1038/090410b0 . S2CID 3952319 . 
  18. ↑ براغ دبليو إل (1913). "حيود الموجات الكهرومغناطيسية القصيرة بواسطة بلورة". وقائع الجمعية الفلسفية في كامبريدج . 17 : 43.
  19. ^ براج ول (1914). "Die Reflexion der Röntgenstrahlen". Jahrbuch der Radioactivät und Electronic . 11 : 350.
  20. 1 2 3 4 كوليتي، ب.د. (2001). عناصر حيود الأشعة السينية . ستيوارت ر. ستوك ( الطبعة الثالثة). أبر سادل ريفر، نيوجيرسي: برنتيس هول. ISBN  0-201-61091-4. OCLC 46437243 . 
  21. 1 2 3 غينير أ (1952). تقنية علم البلورات بالأشعة السينية . لندن: هيلجر وواتس المحدودة. ص 271. 
  22. 1 2 3 4 كولي، جون م. (1995). فيزياء الحيود . إلسيفير. ISBN 0-444-82218-6. OCLC 247191522 . 
  23. ↑ أوتييه، أندريه (2008). النظرية الديناميكية لانعراج الأشعة السينية . دراسات في علم البلورات (طبعة مُعاد طباعتها ). أكسفورد: مطبعة جامعة أكسفورد. ISBN  978-0-19-852892-0.
  24. ↑ غارمان إي إف، شنايدر تي آر (1997). "علم البلورات المبردة للجزيئات الكبيرة" . مجلة علم البلورات التطبيقية . 30 (3): 211. Bibcode : 1997JApCr..30..211G . doi : 10.1107/S0021889897002677 .
  25. ↑ بفلوغراث ، جيه دبليو (يونيو 2015). "علم البلورات التبريدي العملي للجزيئات الكبيرة" . أكتا كريستالوغرافيكا. القسم F، اتصالات البيولوجيا الهيكلية . 71 (الجزء 6): 622-642 . Bibcode : 2015AcCrF..71..622P . doi : 10.1107/S2053230X15008304 . PMC 4461322. PMID 26057787 .  
  26. ↑ شليشتينغ، آي.، ومياو، ج. (أكتوبر 2012). "الفرص الناشئة في علم الأحياء البنيوي باستخدام ليزرات الإلكترون الحر للأشعة السينية" . الرأي الحالي في علم الأحياء البنيوي . 22 (5): 613-626 . doi : 10.1016/j.sbi.2012.07.015 . PMC 3495068. PMID 22922042 .  
  27. ↑ نيوتز ر، ووتس ر، فان دير سبويل د، ويكرت إ، هاجدو ج (أغسطس 2000). "إمكانات التصوير الجزيئي الحيوي باستخدام نبضات الأشعة السينية الفيمتوثانية". نيتشر . 406 ( 6797): 752-757 . Bibcode : 2000Natur.406..752N . doi : 10.1038/35021099 . PMID 10963603. S2CID 4300920 .  
  28. ↑ ليو و، واكر د، غاتي س، هان ج و، جيمس د، وانغ د، وآخرون . (ديسمبر 2013). " علم البلورات التسلسلي بالفيمتوثانية لمستقبلات البروتين المقترن بـ G" . مجلة ساينس . 342 (6165): 1521-1524 . Bibcode : 2013Sci...342.1521L . doi : 10.1126/science.1244142 . PMC 3902108. PMID 24357322 .   
  29. ^ جريلينجر أب (1935). “طريقة لاو للانعكاس الخلفي لتحديد الاتجاه البلوري”. Zeitschrift für Kristallographie – المواد البلورية . 91 ( 1– 6): 424– 432. دوى : 10.1524/zkri.1935.91.1.424 . S2CID 101434745 . 
  30. ^ بيث ، هـ. (1928). "Theorie der Beugung von Elektronen an Kristallen" . أنالين دير فيزيك (في المانيا). 392 (17): 55– 129. بيب كود : 1928AnP...392...55B . دوى : 10.1002/andp.19283921704 .
  31. ^ فيفهاوس، هـ. فان هوف، MA؛ واينبرغ، WH؛ تشين، سي.-م. (1987). "حيود الإلكترون منخفض الطاقة" . المواد والتآكل/Werkstoffe und Korrosion (باللغة الألمانية). 38 (7). سبرينغر-فيرلاغ برلين: 404. دوي : 10.1002/maco.19870380711 . ISSN 0947-5117 . 
  32. ↑ براون، وولفغانغ (1999). حيود الإلكترونات عالية الطاقة الانعكاسي التطبيقي : حيود الإلكترونات عالية الطاقة الانعكاسي أثناء نمو البلورات . برلين: سبرينغر. ISBN  3-540-65199-3. OCLC 40857022 .