SLOVENSKA VEČNAMENSKA RENTGENSKA ŽARKOVNA LINIJA PRI SINHROTRONU ELETTRA - Idejni načrt Iztok Arčon, Fakulteta za znanosti o okolju, P.P. 301, Vipavska 13, 5001 Nova Gorica, Institut "Jožef Stefan", Jamova 39, P.P. 3000, 1001 Ljubljana Slovenian multipurpose X-ray beamline at Synchrotrone ELETTRA ABSTRACT Conceptual design for a multipurpose x-ray beamline at Synchrotrone ELETTRA in Trieste is presented. Proposed beamline would cover most of the experimental needs of Slovenian research groups for synctirotron radiation. POVZETEK V članku je predstavljen idejni načrt za večnamensko rentgensko žarkovno linijo pri sinhrotronu ELETTRA v Trstu, s katero bi Slovenija pokrila veliko večino potreb slovenskih raziskoval ni ti skupin po sinhrotronski svetlobf. 1 UVOD V Bazovici pri Trstu je pred štirimi leti začel delovati sinhrotron ELETTRA, ki je v svetu najsvetlejši izvir ultravijolične in mehke rentgenske svetlobe. Na njem trenutno deluje osem žarkovnih linij /1/, ki omogočajo veliko število vrhunskih osnovnih, aplikativnih ter industrijsko usmerjenih raziskav s sinhrotronsko svetlobo. Šest linij uporablja UV-svetiobo za visoko specializirane raziskave na področju trdne snovi, materialov, tankih plasti, površin ter gruč in molekul v plinih. Preostali dve žarkovni liniji izkoriščata rentgensko svetlobo iz sinhrotronskega izvira. Linija za rentgensko difrakcijo je specializirana za raziskave v kristalografiji makromolekul, medtem ko je linija za sipanje rentgenske svetlobe pod majhnimi koti namenjena raziskavam polimerov, tekočih kristalov, gelov in drugih amorfnih materialov. V sklepni fazi izgradnje je rentgenska linija za radiološko diagnostiko za medicinske namene. Na sinhrotronu ]e prostora še za prek trideset žarkovnih linij. Zaenkrat je pripravljenih nekaj idejnih načrtov za bodoče linije, večina prostih mest pa še nima predvidene uporabe. Raziskovalni center pri sinhrotronu ELETTRA je odprt za mednarodna sodelovanja in pomeni zaradi svoje bližine za slovenske raziskovalne ustanove in industrijo še dodaten izziv za izrabo enkratnih raziskovalnih možnosti, ki jih ti laboratoriji nudijo. Doslej je bilo sodelovanje slovenskih raziskovalcev pri ELETTRI skromno. Eden izmed pomembnejših razlogov za to je visoko specializirana in specifična ponudba obstoječih eksperimentalnih postaj, ki se slabo pokriva s potrebami slovenskih uporabnikov po sinhrotronski svetlobi. Kakšne so te potrebe, pove anketa /2/, ki je bila izvedena v širokem krogu potencialnih uporabnikov sin-hrotronske svetlobe v Sloveniji. V anketi je bilo zajetih prek petdeset raziskovalnih skupin iz različnih slovenskih raziskovalnih inštitutov in industrije. Vključeni so bili tisti, ki sinhrotronsko svetlobo že izkoriščajo pri različnih sinhrotronskih laboratorijih v svetu (HASYLAB v Hamburgu, LURE v Parizu. Daresbury ...), in tudi potencialni uporabniki, ki še nimajo izkušenj s sinhrotronsko svetlobo, bi jo pa lahko pri svojih raziskavah učinkovito izrabljali. Spekter možnih uporab je zelo velik, saj pokriva osnovne in aplikativne raziskave na področjih, kot so na primer: materiali, tanke plasti, atomska fizika, fizika snovi, nekatera področja v kemiji, biokemiji, farmakologiji, ekologiji, medicini... Rezultati ankete kažejo, da prevladuje uporaba naslednjih eksperimentalnih tehnik: • rentgenska absorpcijska spektroskopija (XAS, EXAFS, XANES) (75% anketiranih). • rentgenska fluorescenčna spektroskopija (XRF, fluorescenčni EXAFS, totalni odboj rentgenske svetlobe) {50% anketiranih), • elektronska spektroskopija z UV- in rentgensko svetlobo (XPS, SEXAFS) (25% anketiranih), • rentgenska difrakcija (30% anketiranih), • sipanje rentgenskih žarkov pod majhnimi koti (SAXS) (15% anketiranih). Velik delež uporabnikov je izrazil potrebo po kombinirani uporabi dveh ali več eksperimentalnih tehnik. Anketa je pokazala, da velika večina potencialnih uporabnikov sinhrotronske svetlobe v Sloveniji potrebuje pri svojem delu rentgenske merilne tehnike, ki jih zaenkrat na obstoječih eksperimentalnih postajah pri sinhrotronu ELETTRA ni na razpolago. Dobljeni podatki torej kažejo, da bi slovenski uporabniki najbolj učinkovito izkoristili možnosti, ki jih nudi sinhrotron ELETTRA tako, da bi pri njem postavili lastno žarkovno linijo. Vtem članku je predstavljen idejni načrt za večnamensko visokoločjivo rentgensko žarkovno linijo, ki bi pokrila večino potreb slovenskih raziskovalnih skupin po sinhrotronski svetlobi. Predlagana linija ne podvaja že obstoječih eksperimentalnih postaj, ampak je projektirana za eksperimente, ki jih doslej pn sinhrotronu ELETTRA še ni mogoče izvajati- Načrtovana je tako, da zadošča visokim tehnološkim standardom, ki veljajo za vse žarkovne linije pri sinhrotronu ELETTRA. Upoštevane so tehnične rešitve, ki so tudi cenovno najbolj sprejemljive. Predlagani idejni načrt /3,4/ je odobril Program Advisory Committee pri sinhrotronu ELETTRA. 1.1 Osnovne karakteristike žarkovne linije Žarkovna linija povezuje izvir sinhrotronske svetlobe z eksperimentalno postajo. Pri tem mora poskrbeti ne le za transport žarka v vakuumu od izvira do eksperimenta, temveč tudi za monokromatizacijo m fokusacijo svetlobe za potrebe eksperimentov. Vse optične komponente v žarkovni liniji morajo biti optimizirane, da se svetlost izvira pri transportu, disperziji in fokusaciji žarka čim bolj ohranja. Pri načrtovanju žarkovne linije je pomembno vnaprej vedeti, kakšne lastnosti žarka želimo imeti pri meritvah na mestu vzorca. Univerzalne žarkovne linije, ki bi hkrati zadostila različnim potrebam vseh možnih upo- Fokus Vzorec Uklonski magnet Slika 1. Večnamenska rentgenska žarkovna linija: shema rabnikov, ni mogoče postaviti. Že takoj na začetku se moramo odločiti, ali bomo uporabljali rentgensko ali UV-svetlobo iz sinhrotronskega izvira, kajti optične komponente za UV-svetlobo niso uporabne za rentgensko in obratno. Posamezne optične komponente morajo biti optimizirane za eksperimentalne tehnike, ki bi jih radi izvajali na žarkovni liniji. Zahtevane karakteristike žarka (gostota svetlobnega toka, divergenca, energijska ločljivost, presek) se pri posameznih tehnikah lahko bistveno razlikujejo, zato je včasih nujno najti kompromisne rešitve. Idejni načrt za predlagano žar-kovno linijo je bil izdelan na podlagi zahtev slovenskih uporabnikov, zbranih v anketi. Shematični prikaz žarkovne linije je prikazan na sliki 1. Izvir sinhrotronske svetlobe je uklonski magnet. Spekter svetlobe iz izvira je zvezen. Z dvokristalnim monok-romatorjem izberemo iz zveznega spektra svetlobo z eno samo valovno dolžino. Monokromator omogoča enostavno in hitro nastavitev valovne dolžine izhodne svetlobe v intervalu od 0,6 nm do 0,1 nm, oziroma energije fotonov v izhodnem curku od 2 keV do 12 keV, Z izmenično uporabo treh parov silicijevih kristalov (Si(l 11), Si(3l1) in Si{331)) je mogoče doseči energijsko ločljivost AE/E-3x10"^ na celotnem energijskem intervalu. ViSjo energijsko ločljivost lahko dosežemo z omejevanjem vertikalne divergence žarka z režami, postavljenimi pred monokromatorska kristala. V žar-kovno linijo je vgrajeno z zlatom prevlečeno toroidno zrcalo, ki fokusira rentgenski žarek (v horizontalni in vertikalni ravnini) na mesto vzorca. Na ta način dosežemo na vzorcu maksimalno gostoto svetlobnega toka. Osnovne karakteristike žarka, ki jih zagotavlja žarkovna linija, so: • enobarvna svetloba, nastavljiva na energijskem intervalu od 2 keV to 12 keV (oziroma v razponu valovnih dolžin od 0,6 nm do 0,1 nm), • energijska ločljivost, manjša od naravne širine atomskih stanj z vrzeljo v lupinah K pri atomih z vrstnim številom Z >14 (Fk/Ek > 2-10-^) oziroma v podlupi- nah L pri elementih z vrstnim številom Z >14 (Fl/El >5'10-4). • fokusacija žarka na mesto vzorca; predvideni presek žarka v fokusu < 1 mm^, • visok svetlobni tok na vzorcu: -10^^ fotonov/s v celotnem energijskem intervalu, • stabilna lega žarka na vzorcu, • vertikalna divergenca žarka manjša od 0.35 mrad, • horizontalna divergenca žarka manjša od 4 mrad. Eksperimentalna postaja na koncu žarkovne linije predvideva tri različne eksperimentalne komore: za absorpcijsko, fluorescenčno in fotoelektronsko spektroskopijo, Posamezne eksperimentalne tehnike je mogoče uporabljati izmenoma ali v kombinaciji po dve hkrati. Experimentalna postaja je načrtovana tako, da omogoča uporabnikom dostop do žarka tudi z lastno eksperimentalno opremo. 2 IZVIR SVETLOBE - UKLONSKI MAGNET Izvir sinhrotronske svetlobe so visokoenergijski elektroni, ki krožijo v shranjevalnem obroču. Elektroni v obroču niso porazdeljeni zvezno, ampak so združeni v pakete. Sinhrotronska svetloba se izseva, ko se tak paket elektronov giblje po magnetnem polju /5,6/. Nabiti delci v homogenem magnetnem polju potujejo po krožni trajektoriji. gibljejo se torej pospešeno in zato sevajo. Zaradi zelo visokih energij elektronov (2 GeV) pridejo do izraza relativistični efekti, ki povzročijo, da se tako rekoč vsa sinhrotronska svetloba izseva v ozek konus v smeri gibanja elektronov. Spekter sinhrotronske svetlobe je zvezen. Razteza se prek celotnega ultravijoličnega na rentgensko področje. V shranjevalnem obroču ELETTRA R! je vgrajenih 24 uklonskih magnetov (dipolnih magnetov s homogenim magnetnim poljem), ki primarno skrbijo za to, da se elektroni gibljejo po predpisani krožni poti. Vsak odkloni elektronski žarek za 15°. Uklonski magneti so hkrati tudi izviri sinhrotronske svetlobe. Na ravnih odsekih med posameznimi uklonskimi magneti so pri ELETTRI vgrajene posebne magnetne strukture - viglerji in undulatorji /8/, ki Jih uporabljajo zgolj kot izvire sinhrotronske svetlobe. Ti specializirani izviri presegajo po svetlosti uklonske magnete za nekaj velikostnih redov. Žarkovna linija uporablja ukionski magnet kot izvir sinhrotronske svetlobe. Vzrok za tako izbiro je praktične narave. Pri predvidenih eksperimentih potrebujemo rentgensko svetlobo. Undulatorji pri ELETTRI so konstruirani kot izviri ultravijolične svetlobe, edini vgrajeni vigler, ki je sicer zelo svetel izvir rentgenske svetlobe, pa je že zaseden z dvema drugima žarkovnima linjama. Tabela 1. Gostota magnetnega polja (B), krivinski radij (R) elektronske trajektorije in nominalne velikosti (gx, ayj in divergence fo'*, c'y) elektronskega žarka na mestu izvira sinhrotronske svetlobe i' uklonskem magnetu so podani za energije elektronov v shranjevai-nem obroču E - 1,5 GeV oziroma 2,0 Gel/. (Prostorska in kotna porazdelitev elektronov v posameznem paketu je približno Gaussova, zato za dimenzije navajamo kar standardno deviacijo o.) E Bo R Ox Oy ož, OŽy (GeV) (1) (m) (jim) (um) (^rad) (prad) 1,5 0,891 5,5 75 20 184 5 2,0- 1,212 5,5 100 27 248 7 Nekatere bistvene karakteristike uklonskega magneta /9/ so zbrane v Tabeli 1. V tabeli 2 so navedene glavne lastnosti sinhrotronske svetlobe iz uklonskega magneta. Celotni izsevani svetlobni tok iz uklonskega magneta je odvisen od energije elektronov v obroču E, števila elektronov oziroma toka I elektronov in od gostote magnetnega polja B v uklonskem magnetu /5/: PlkWl = 26,6 • E^[GeVl • B[Tl - l(A| Spekter izsevane svetlobe karakterizira kritična energija izsevanih fotonov (ec), ki razdeli spekter izsevane moči na dva enaka dela. Spekter se premakne k višjim energijam pri višijh energijah elektronov ter pri manjših krivinskth radijih R v magnetnem polju, torej pri višjih magnetnih poljih: e,[eV] = 2218- E'fGeV R m V tabeli 3 so podane velikosti in divergence izvira sinhrotronske svetlobe v uklonskem magnetu /9/. Velikosti Ix in Iy so v dobrem približku kar enake dimenzijam elektronskega žarka. Vertikalno diver-genco izvira L'y dobimo s konvolucijo vertikalne diver- Tabela 2. Parametri uklonskega magneta 191 kot izvira sintjrotronske svetlobe za energije elektronov 1,5 GeU oziroma 2,0 GeV in pri toku 400 mA: kritična energija ec, ustrezna kritična valovna dolžina Xc, celotna izsevana moč P ter svetlobni tok na enoto horizontalnega kota (F) oziroma na enoto prostorskega kota (P") E (GeV) Ec (keV) Xc (nm) P (kW) P' (W/mrad) P" (W/mrad^) 1.4 1,4 0,91 32 5,2 10,0 2,0 3,2 0,32 103 16,4 42,0 gence elektronskega žarka o'y in vertikalnega razpona kotov, v katerega seva posamezen elektron (o'r): IV = 2 . y+'^R pri čemer upoštevamo, daje kotna porazdelitev sinhrotronske svetlobe, ki jo izseva posamezen elektron, približno Gaussova s standardno deviacijo /51: mrad 556 .04?5 Horizontalna divergence I'x izsevane svetlobe je bistveno večja od vertikalne zaradi ukrivljene trajektorije elektronov v horizontalni ravnini. V uklonskem magnetu potujejo elektroni po krožnem loku v razponu 15°. Na celotni poti sevajo v smeri tangente na krožnico. Izsevani svetlobni tok na enoto horizontalnega kota je konstanten. Izhodno okno za sinhrotronsko svetlobo iz uklonskega magneta zajame svetlobo v razponu 65 mrad. Svetlobni snop je razdeljen na tri veje, tako da je iz enega uklonskega magneta mogoče napajati tri žarkovne linije. Vsaka veja zajame 7 mrad horizontalne divergence. Tabela 3. Velikost fLx, ly) in divergenca (I'x, lyj si/ef-lobnega izvira v uklonskem magnetu pri energiji elektronov 1,5 Gel/ oziroma 2,0 GeV. (Ploskovna in kotna porazdelitev fotonov po preseku žarka je približno Gaussova, zato za dimenzije navajamo standardno deviacijo a, kot pri elektronskem žarku.) E Ix I, Z', IV (GeV) (^im) (um) (Mfad) (Mrad) 1 1,5 192 20 7000 171 j 2,0 203 27 7000 172 Spekter svetlosti sinhrotronske svetlobe iz uklonskega magneta pri ELETTRI je prikazan na sliki 2. Za primerjavo so podane tudi svetlosti posebnih izvirov sinhro- tronske svetlobe {vigler, undulator) pri istem sinhro-tronu. S 5 1 g "e £ 'S tO' 10' io* Energija folorov (eV) Slika 2. Spektralna svetlost različnih izvirov pri ELET-TRI pri energiji elektronov 2 GeV. BM - uklonski magnet; IV - vigler; U - undulator 3 ZARKOVNA LINIJA Sinhrotronska svetloba je speljana po žarkovni liniji od izvira do eksperimentalne postaje. Žarkovno linijo lahko razdelimo na šest odsekov: Žarkovni izhod {front end), filter, monokromator, zrcalo in eksperimentalno komoro. Posamezni odseki so med sabo ločeni z elek-tropnevmatskimi ventili, tako da jih lahko s stališča vakuuma obravnavamo ločeno. Podroben opis posameznih odsekov je podan v nadaljevanju. Shema žarkovne linije je prikazana na slikah 3a-c. Seznam vseh komponent je podan v tabeli 4. 3.1 Žarkovni izhod Prvi odsek žarkovne linije, ki je v uklonskem magnetu povezan s shranjevalnim obročem in se sklene na zunanji strani zaščitnega zidu pospeševalnika, imenujemo žarkovni izhod. Vanj je vgrajenih več komponent, ki skrbijo za zaščito osebja pred sevanjem ter za zaščito ultravisokega vakuuma v shranjevalnem obroču pred morebitnim vdorom zraka. Glavne funkcije svetlobnega izhoda so: Tabela 4. Seznam komponent žarkovne linije in njihovih dolžin št. KOMPONENTA SVETLOBNEGA IZHODA L (mm) Fl Vakuumska cev NW150 2000 Fla Vakuumski senzor F2 Elektropnevmatski ventil 97,5 F3 Vakuumska cev NW150/nW200 300 F4 Meti CF200 CF200/250 275 F5 Komora svetlobnega zaklopa nW250 500 F5a NEG F5b Ionska črpalka F5c Vakuumski senzor F5d Pirani vakuummeter F5e Ventil za predčipavanje F6 Razdelilnik žarka NW250/2 NW38 160 BMFE3 9333 F7 Meh CF45 90 F8 Ventil VAT 48 CF-F DN40 72 F9 Vakuumska cev NW38 150 F10 Hitri vakuum, ventil VAT 77 DN 40 80 F11 Vakuumska cev NW38/NW63 120 Fl 2 Vakuumska cev NW63 800 Fl 3 Meh NW63 120 F14 Absorber žarkov gama NW63 315 F15 Vakuumska komora NW63 315 F15a Ionska črpalka F15b Vakuumski senzor F15c Pirani vakuummeter F15d Ventil za predčrpavan|e Fl 6 Ventil VAT 48 CF-F DN63 75 Fl 7 Meh CF63 120 Fl 8 Vakuumska cev NW63/NW100 850 Fl 9 Vakuumska cev NW100 1225 F20 Meh CF100 120 F21 Vakuumska cev NW100 3111 F22 Meh CF100 120 F23 Vakuumska komora 330 F23a Ionska črpalka F23b Vakuumski senzor F23C Pirani vakuummeter F23d Ventil za predčrpavartje F23e Hitri vakuumski senzor F23f Analizator preostalih plinov F24 Ventil VAT 48 CF-F DN100 85 CELOTNA DOLŽINA (od izvira) 1143 0,5 št. KOMPONENTE 2ARK0VNE UNIJE L{mm) Men CF100 125 2 Vodno hlajene nepremične reže 500 2a Ionska črpalka 2b NEG 2c Vakuumski senzor 2d Pirani Penning vakuummeter 3 Komora za grafitni filter 500 3a Ionska črpalka 3Ö NEG 3c Ventil za predčrpavanje 4 Berilijevo okno 85 5 Merilnik položaja žarka 350 6 Meh CF 100 125 7 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 8 Vakuumska cev CF100 1174,5 9 Meh CF 100 125 10 Vodno hlajene nastavljive reže 500 lOa Ionska črpalka 11 Komora za monokromator 10000 IIa Ionska črpalka 11D Vakuumski senzor lic Pirani Penning vakuummeter 11d Ventil za predčrpavanje 12 li/lerilnik svetlobnega toka 100 13 MehCF100 125 14 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 15 Vakuumska cev CF100 1065 16 Meh CF100 125 17 Komora za zrcalo (z zrcalom) 2000 17a Ionska črpalka 17b Vakuumski senzor 17c Pirani Penning vakuummeter 17d Ventil za predčrpavanje 18 Reže 500 19 Meh CflOO 125 20 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 21 Svetlobni zaklop 300 21 a Ionska črpalka 21D Vakuumski senzor 21 c Pirani Penning vakuummeter 21 d Ventil za predčrpavanje 22 MehCF100 125 23 Vakuumska cev CF 100 11900 24 Reže 500 24a Ionska črpalka 24b Vakuumski senzor 24c Pirani Penning vakuummeter 24d Ventil za predčrpavanje 25 Kaptonsko okno 85 26 MehCF100 125 27 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 28 MehCF100 125 29 Vakuumska cev CF 100 3000 30 Merilnik svetlobnega toka 100 31 Elektropnevmatski ventil (viton) 1 85 32 Eksperimentalna komora 1000 32a Ionska črpalka 32b Vakuumski senzor 32c Pirani Penning vakuummeter 32d Ventil za predčrpavanje 33 Merilnik svetlobnega toka 200 DOLŽINA (od svetlobnega izfioda) 25709,5 CELOTNA DOLŽINA (izvir-fokus) 37140.0 • oblikovanje žarka, • absorpcija sinhrotronske svetlobe in zavornega sevanja iz shranjevalnega obroča, ko žarkovna linija ne deluje, • merjenje in vzdrževanje ultravisokega vakuuma. Žarkovni izhodi na uklonskih magnetih ELETTRE so standardizirani. Načrti zanje so že izdelani. Postavlja jih sama družba Sincrotrone Trieste, ki je tudi zgradila pospeševalnik- Predlagana žarkovna linija bo uporabljala žarkovni izhod BMFE3, opisan v referenci 10. Nobenih sprememb v konstrukciji ni predvidenih za potrebe linije. Shematični prikaz žarkovnega izhoda z dolžinami posameznih komponent je prikazan na sliki 3a. NajpomembnejŠe komponente so opisane v nadaljevanju. Razdelilnik žarka (F6) razdeli snop sinhrotronske svetlobe v vodoravni ravnini {ravnini pospeševalnika) v tri veje. Od celotnega kotnega razpona v vodoravni absorter sarkov ^ama razüeflnik laiKas sverlottnim zaKJoporrt äsVni mahnet 9l> F3 MO F12 FM HS FU F20 F22 f24 tZ F4 f$ F6 57 FB F9 F11 F13 fU MT Ft9 «3 IM w» e>t w iw u 73 IM W 110 M« 1?« II» n IS* im IM 91 n 1» »e «i Slika 3a. Shematični načrt svetlobnega izhoda: veja BMFE3 civokmtf ru fntf 2 (4.2) + + 1 t ; inlrin. 1 t ; ho«. 1 t ; »et. nX = 2dsin(e) (4.1) Pri tem je d razmik kristalnih ravnin in G Braggov kot (slika 4a). V izbrano smer se siplje tudi svetloba z valovno dolžino, ki je večkratnik osnovne (n^) (slika (AE/E)intr. je lastna ločljivost kristala, ki jo dobimo, ko je vpadni snop svetlobe popolnoma paralelen, {AE/E)ver je energijska razmazanost sipanega curka, ki je posledica divergence vpadnega curka v ravnini sipanja. • (AE/E)hor je energijska razmazanost sipanega curka, zaradi divergence vpadnega curka v ravnini, pravokotni na sipalno ravnino. Upoštevajmo zvezo med valovno dolžino svetlobe in energijo fotonov; \ = hc/E, (4.3) kjer je h Planckova konstanta, c pa hitrost svetlobe, in prepišimo Braggovo enačbo (4.1) v energijsko obliko: E = n- hc 2dsin(e) (4.4) Z odvajanjem Braggove enačbe lahko izrazimo vsako od komponent v (4,2) z Braggovim kotom 6; AE A6 E tan(e) (4.5) Za horizontalno in vertikalno komponento lahko A8 izrazimo z vertikalno in horizontalno divergenco vpadnega curka sinhrotronske svetlobe (I'x, I'y)' Običajno postavimo rotacijsko os monokromatorskega kristala v horizontalno ravnino, torej v ravnino, v kateri krožijo elektroni v pospeševalniku, tako da se svetloba Braggovo siplje v navpični smeri. Tedaj velja, da je Aß za vertikalno komponento kar enak vertikalni divergenci vpadnega curka: (4.6) A^ver. = S', Za horizontalno komponento je ta zveza nekoliko bolj zapletena: lahko sicer izboljšamo, tako da postavimo pred mono-kromator reže, ki zmanjšajo divergenco vpadnega curka. Vendar pa to plačamo z zmanjšanjem svetlobnega toka. Pri dvokristalnem monokromatorju s kristaloma v paralelni postavitvi je energijska ločljivost enaka kot pri enokristalnem. Prednost takega dvokristalnega mono-kromatorja je v tem, da je izhodni curek paralelen z vpadnim (slika 4c). 4.2 Monokromatorski kristali Za monokromatorski kristal so bistvene naslednje lastnosti: • primerna mrežna razdalja, ki omogoča izbiro energij na celotnem energijskem inten/alu, ki nas zanima. • visoka energijska ločljivost, • visoka odbojnost, • visoka odpornost na radiacijske poškodbe. • visoka toplotna prevodnost in visoko tališče. • nizek temperaturni koeficient raztezka, • monokristali morajo biti dovolj veliki. Najboljše karakteristike nudijo idealni silicijevi kristali /13,14/. Material ima visoko odpornost pri toplotnih in radiacijskih obremenitvah, pa tudi dovolj velike idealne monokristale je mogoče vzgajati. Bistvene optične karakteristike silicijevega kristala za Braggovo sipanje rentgenske svetlobe na glavnih kristalnih ravninah so podane v tabeli 5. Tabela 5. Razmik 2d, Darwinova širina Braggovega odboja ü>D, lastna energijska ločljivost (AEIE)\nu in odbojnosti nekaterih kristalnih ravnin pri Braggovem sipanju rentgenske svetlobe z valovno dolžino X=0.154 nm (E=8051 eV) na idealnih silicijevih kristalih 115,16/. Naveden je tudi delež višjih har-monskih komponent z valovno dolžino nX (n=2,3,4) v Braggovo sipanem curku na posameznih ravninah. ,2 8 (4.7) Pove pa nam. za koliko se spremeni Braggov kot, če spremenimo smer vpadnega curka za ± I'x v horizontalni ravnini. Pri lastni energijski ločljivosti kristala je Ae enak Darwi-novi širini cüd /11/ Braggovega odboja na izbrani kristalni ravnini. Energijsko ločljivost enokristalnega monokromatorja tedaj lahko zapišemo: AE = Jco^ cot^(6) + cot^(e) + (4.8) Kot vidimo, je mogoče doseči maksimalno ločljivost le pri velikih Braggovih kotih 6, to je pri nizkih energijah fotonov. Ločljivost na celotnem energijskem območju SI 20 (i3D (AE/E)mif l2/il Is/h Ij/li (fikl) (nm) (nrad) (X10'') (x10®) 1%) (%) 1%) 111 0,6271 36 1.41 39,9 0 — + 6,7 3,8 220 0,3840 26 0,60 29,7 16,3 4,1 1.2 311 0,3275 16 0,29 16,5 0 3.1 1,3 400 0,2715 18 0,53 19,3 11,9 2.2 331 0,2492 11 0,14 11,8 0 1.8 07 422 0,2217 14 0,15 15,5 9.1 1.4 Pri eksperimentih potrebujemo energijsko ločljivost AE/E < 3-1na celotnem energijskem območju od 2 keV do 12 keV, zato smo prisiljeni omejiti vertikalno divergenco žarka. Pri tem seveda izgubljamo svetlobni tok. Kot bomo videli v naslednjem razdelku, smo zaradi zrcala prisiljeni omejiti vertikalno divergenco na interval, širok 2 Z'y. to je 0,344 mrad. To pomeni, da približno 36% vpadnega svetlobnega toka zrcalo ne more zajeti. Da ne bi zavrgli še več svetlobnega toka zaradi energijske ločljivosti, bomo pri eksperimentih izmenoma uporabljali tri pare silicijevih kristalov v različnih rezih: Si(111), Si{311) ali Si(331). Na sliki 5 je prikazana energijska ločljivost (E/AE), ki jo lahko dosežemo na posamezni kristalni ravnini pri vertikalni divergenci 0,344 mrad. Za ilustracijo je prikazano povečanje energijske ločljivosti na kristalni ravnini Si(331), če razpon verikalne divregence razpolovimo (pri tem seveda zmanjšamo prepuščeni svetlobni tok skoraj za faktor dva). 10000-1 8000- # 6000- s 4000- 2000- — si(ni) --•SiOlI) --Si(331) ---•SK331)-0.5*I, 10 —1 12 E (ktV) Slika 5. Energijska ločljivost monokromatorja (E/AE) pri horizontalni divergenci žarka 4 mrad in vertikalni divergenci 0.344 mrad s: Si(111) kristaloma (polna črta), Si(311) kristaloma (črtkana črta), Si(331) kristaloma (pikčasta črta) in ponovno s Si(331) kristaloma pri polovični vertikalni divergenci (črta-pika-črta) Svetlobo, ki se na kristalih Braggovo siplje v višjih redih in se pojavi v izhodnem curku iz monokromatorja kot nezaželena primes, odstranimo z rahlim premikom drugega kristala za nekaj kotnih sekund iz paralelne lege. Pri tem sicer izgubimo 30 do 40 % sipane svetlobe v prvem redu, delež višjih redov pa lahko na ta način zmanjšamo pod 10'3 /20/. Paralelnost drugega kristala nastavljamo s piezoelektričnimi translatorji. Z njihovo pomočjo vzdržujemo tudi konstanten svetlobni tok iz monokromatorja /18/. Ta postopek izvajamo dinamično: piezoelektrične transla-torje povežemo preko povratne zanke z detektorjem, ki meri intenziteto svetlobnega toka na izhodu iz monokromatorja. Svetlobni tok je maksimalen, če sta kristala paralelna. Ko drugi kristal rahlo izmaknemo iz paralelne lege, intenziteta sipanega curka pade sorazmerno z odmikom. Povratna zanka uravnava odmik drugega kristala iz ravnovesne lege tako. da kompenzira spremembe v intenziteti vpadnega curka. 5. ZRCALO Eksperimentalna komora je postavljena približno 37 m stran od izvira. Dimenzije nefokusiranega žarka na tej razdalji bi bile približno 260 mm vodoravno (pri 7 mrad vodoravne divergence) in 13 mm vertikalno (pri vertikalni divergenci 2 Z'y = 0,344 mrad). Velikosti vzorcev so reda velikosti 1 mm^, zato je potrebno žarek fokusirati v vodoravni in vertikalni ravnini. Fokusacijo lahko dosežemo s toroidnim zrcalom. Pri zrcaljenju rentgenskih žarkov izkoriščamo totalni odboj rentgenske svetlobe na gladki površini zrcala. Težava je v tem, da so vpadni koti, pri katerih pride do totalnega odboja, zelo majhni, značilno le nekaj miliradianov. Natančen račun pa pokaže, da mora biti vpadni kot H manjši od kritičnega kota 6c, ki ga podaja naslednji izraz /16,21/: =2324 10" — p(g/cm®) Mnm} Zaradi velike mrežne konstante d je kristalna ravnina (111) edina uporabna pri energijah fotonov med 2 keV in 4,5 keV. Kot lahko razberemo iz tabele 6, je ta ravnina tudi "najsvetlejša", vendar pa energijska ločljivost izrazito pade pri višjih energijah, zato jo nadomestimo z eno od "manj svetlih" ravnin (311) ali (331). Pri teh kristalnih ravninah je drugi red Braggovega odboja prepovedan, torej je delež višjih harmoničnih komponent v sipanem curku bistveno zmanjšan. Kristalnih ravnin s sodimi indeksi se po možnosti izogibamo, ker pri njih te ugodnosti ni. 4.3 Vodenje monokromatorja Energijo fotonov v izhodnem curku izberemo s paralelno rotacijo obeh kristalov. Ko oba kristala sučemo okoli osi, ki leži v ravnini prvega kristala, se pri večjih vpadnih kotih 0 veča tudi višina izhodnega curka. Pri eksperimentih je zelo pomembno, da se žarek ne premika po vzorcu. Konstantno višino žarka na izhodu iz monokromatorja dosežemo tako, da ob rotaciji poskrbimo za sinhronizirano transiacijo, drugega kristala /17,18,19/ (slika 4c). Oba premika, tako rotacijo kot transiacijo, vodimo računalniško preko koračnih motorjev. kjer so Z, A in p atomsko vrstno število, atomska masa in gostota materiala na površini zrcala, \ pa valovna dolžina vpadne svetlobe. Pri zrcalih, ki imajo površino prevlečeno s težjimi elementi (zlato, platina), so kritični koti večji kot pri lahkih elementih (Si, Al). Kot vidimo, je kritični kot manjši pri krajših valovnih dolžinah, torej pri fotonih z večjo energijo. Vpadni kot neposredno omejuje akceptanco zrcala. Če bi na primer hoteli fokusirati celoten žarek z vertikalno divergence 4ry - 0,7 mrad pri vpadnem kotu 6 mrad z zrcalom na razdalji 18 m od izvira, bi potrebovali približno 2 m dolgo zrcalo. Izdelava toroidnih zrcal, daljših od 1 m. je tehnološko izredno zahtevna, s tem pa tudi cena takih zrcal drastično naraste. Z zrcalom, dolgim 1 m, lahko v najboljšem primeru izkoristimo le približno pol razpoložljive vertikalne divergence, to je = 0,344 mrad. Pri izbiri materiala za prevleko zrcala je kritični kot, ki ga lahko dosežemo, zagotovo eden od odločilnih parametrov. Drugi podatek, ki ga moramo upoštevati, pa je odbojnost. Ta se z energijo vpadnih fotonov spreminja. Za večino materialov je odbojnost pri kotih, manjših od kritičnega, med 80 in 90 %, izrazito pa pade pri energi- jah fotonov, ki se ujemajo z rentgenskimi absorpcijskimi robovi atomov v prevleki. V bližini absorpcijskih robov se absorpcija v prevleki izrazito poveča in odbojnost pade tudi za faktor dva ali več. Z upoštevanjem vseh navedenih omejitev pri konstrukciji zrcala in ob dejstvu, da svetlost sinhrotronskega izvira izrazito pada pri energijah nad 10 keV, je optimalna izbira za zrcalo naslednja: • Površina zrcala prevlečena z zlatom. Na ta način dosežemo največje možne vpadne kote in s tem maksimalno akceptanco zrcala. • Vpadni kot svetlobnega snopa na zrcalo: 6 mrad. • Maksimalna energija fotonov, ki jih zrcalo še odbija pri izbranem vpadnem kotu, je 12 keV. Pri višjih energijah odbojnost zrcala izrazito pade zaradi absorpcijskih robov L zlata {rob Au Ls je pri energiji 11919eV). • Dolžina zrcala: 1000 mm, širina 70 mm. Pri teh dimenzijah lahko zrcalo zajame 2ry (0,344 mrad) vertikane in 4 mrad horizontalne divergence žarka. • Izbrana je preslikava 1:1, pri kateri so optične abera-cije minimalne. Zrcalo je od izvira oddaljeno 18500 mm. Numerične analize, narejene s programom SHADOW za modeliranje optičnih sistemov, so pokazale, da z izbrano optiko lahko dosežemo zahtevane dimenzije žarka na vzorcu pod 1 mm^. Ocenjene dimenzije žarka v okolici fokusa 37140 mm od izvira so prikazane na sliki 6. Ocenjeni presek žarka v gorišču je 0,8 mm x 0,5 mm. Zrcalo lahko fokusira 43% razpoložljivih fotonov iz monokromatorja. 0,5 mm 0.3 -100 O 100 Razdalia od fokusa (mrn) Slika 6. Ocenjene dimenzije žarka v bližini fokusa 37140 mm od izvira. Zgoraj: prerez žarka i' fo-kusu, spodaj: (črtkana črta) - vertikalna velikost žarka (Ty); (polna črta) - horizontalna velikost žarka (Zx) Zrcala ni potrebno hladiti, ker je postavljeno za monok-romator. Na površino zrcala vpada enobarvna svetloba relativno majhne intenzitete, ki se v zrcalu minimalno absorbira. 6 SVETLOBNI TOK IN TOPLOTNE OBREMENITVE Uklonski magnet je zelo svetel izvir UV- in rentgenske svetlobe v primerjavi s klasičnimi izviri, saj je celotna izsevana moč 103 kW (tabela 2). Gostota svetlobnega toka, ki vstopa v žarkovno linijo dosega 16,4 W na enoto horizontalnega kota pri vertikalni divergenci 0,344 mrad, kar predstavlja zelo velike toplotne obremenitve za optične komponente. Najbolj sta obremenjeni prvi dve: berilijevo okno in prvi kristal monokromatorja. Obe komponenti moramo učinkovito hladiti. Kristalni monokromator lahko prepušča samo fotone nad 2 keV. Nižjeenergijskega dela spektra sinhrotron-ske svetlobe iz izvira torej ne moremo uporabljati, zato je ugodno, da ga z visokopasovnim filtrom odstranimo. Na ta način zmanjšamo toplotne obremenitve v optičnih komponentah linije skoraj za tretjino. (Polovico izsevane moči iz izvira odnesejo fotoni z energijo pod 3.2 keV.) Kot filter uporabimo 5 ^m debelo grafitno folijo /22/. Absorpcijski koeficient grafita v energijskem področju okoli 2 keV je podan v tabeli 6. Spekter prepuščenega svetlobnega toka skozi grafitni filter je predstavljen na sliki 7. Celotna absorbirana moč v filtru je 19,2 W {0.09W/mm2) {tabela 7). Berilijevo okno, ki je namenjeno za vakuumsko izolacijo linije, mora biti po eni strani čim tanjše. saj absorpcija rentgenske svetlobe v beriliju pri energijah pod 3 keV ni zanemarljiva (tabela 6). Po drugi strani berilijevo okno ne sme biti pretanko, saj bi lahko počilo zaradi termičnih napetosti ob absorpciji svetlobe v beriliju /23,24/. Predvideno je 50 mikrometrsko vodno hlajeno berilijevo okno. Tako okno lahko učinkovito hladimo, hkrati pa izgube intenzitete zaradi absorpcije v beriliju niso previsoke (slika 7). Celotna absorbirana moč je v oknu 7.2 W (0,03 W/mm^), pri čemer je že upoštevana zaščita s 5-mikronskim grafitnim filtrom {tabela 7). Tabela 6. Absorpcijski koeficient berilija (p = 1.845 g/cm ), grafita (p = 2,26 gicnr) in kaptona (p = 1,42 g/cm ) v energijskem področju okoli2keV (keV) UC (mm"') Mße (mm"') y Kaplan (mm"') 1740 102,63 21,03 80,97 2.042 64.18 12,90 51,10 2,293 45,65 9,00 36,52 1,662 30,51 5,94 24,63 2,984 20,77 3,97 16,85 3,691 10,89 2,03 8,91 4,511 5,88 1.07 4,84 2. krisia! 0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 E (eV) Slika 7. Spekter vpadnega in prepuščenega svetlobnega toka na grafitnem filtru in berilijevem oknu pri energije elektronov v obroču 2,0 GeV in pri toku 400 mA. Gostota svetlobnega toka: (polna črta) - iz uklonskega magneta: (črtkana črta) -prepuščena skozi 5 \un C-filter; (črta-pika-črta, kratki znaki) - prepuščeno skozi 5 [im C-filter in 50 \ifn berilijevo okno; (črta-pika-črta, dolgi znaki) - prepuščeno skozi 5 \ifn C-filter in 100 jim berilijevo okno. Visokim toplotnim obremenitvam (do O.IW/mm^) je izpostavljen tudi pn/i kristal v monokromatorju. Termične deformacije bistveno poslabšajo optične lastnosti kristala /25/. Zaradi velikega temperaturnega gradienta v kristalu se površina kristala izboči, poleg tega se pri povišani temperaturi spremeni mrežna konstanta kristala- Oboje privede do zmanjšanja intenzitete prepuščene svetlobe iz monokromatorja, saj večina svetlobe, ki se Braggovo siplje na prvem, deformiranem kristalu, ne izpolnjuje Braggovega pogoja za si-panje na drugem, termično neobremenjenem kristalu (slika 8), Zaradi deformacij pn/ega kristala se poslabša tudi energijska ločljivost monokromatorja. Učinke pregrevanja lahko učinkovito zmanjšamo z vodnim hlajenjem prvega kristala. Kristal bo tesno pripet na debel bakren podstavek, v katerem so tik pod površino speljani kanali, po katerih kroži mrzla voda. Tabela 7. Absorbirana in prepuščena gostota svetlobnega toka na enoto horizontalnega kota pri vertikalni divergenci 0,344 mrad za različne debeline grafitnega filtra in berilijevega okna. Osvetljenacovršina na grafitnem filtru je 49,2 X 4,2 mm , na berilijevem oknu pa 50,4 X 4,3 mm . C-lilter Be(50 um) Be(50 |jm) d (tjm) Pabs (W/ mrad) Ppre-(W/ mrad) Pahs (W/ mrad) Ppre. (W/ mrad) Pabs. (W/ mrad) Ppre. (W/ mrad) 0 0 16,4 5,9 10,5 7,1 9,3 2 3.4 13,0 2,8 10,2 3,9 9,1 5 4,8 11,6 1,8 9,8 2,8 8,8 10 5,9 10,5 1,3 9,2 2,0 8,5 1. knstal Slika 8. Termične deformacije pn/ega kristala privedejo do zmanjšane intenzitete prepuščene svetlobe iz monokromatorja. 7 VAKUUM S stališča vakuuma je žarkovna linija razdeljena na dva dela. Žarkovni izhod (front end) bo direktno priključen na ultravisoki vakuum (lO-""® mbar) v shranjevalnem obroču. Vakuumsko tesno berilijevo okno ločuje preostali del žarkovne linije od ultravisokega vakuuma, tako da bodo lahko preostali deli linije v vakuumu reda velikosti 10"® mbar, kar bistveno olajša in poceni konstrukcijo optičnih komponent. Eksperimentalna komora bo od žarkovne linije ločena z 10 |im debelo vakuumsko tesno kaptonsko folijo. Na ta način bomo preprečili morebitno onesnaženje žarkovne linije s parami ali plini iz vzorcev, ki jih bomo vnašali v eksperimentalno komoro. Folija mora biti čim tanjša, da zmanjšamo izgube zaradi absorpcije v kap-tonu (tabela 6). Elektropnevmatski ventil (27). ki je postavljen med kaptonsko okno in eksperimentalno komoro, skrbi, da okno ni nikoli direktno izpostavljeno zunanjemu zračnemu tlaku, saj ne bi vzdržalo tako velike tlačne razlike. Ob menjavi vzorcev, ko v komoro spustimo zrak, je ventil zaprt. Odpremo ga lahko šele, ko komoro popolnoma izčrpamo. Zaradi radiacijskih poškodb ima kaptonsko okno omejeno trajnost. Morebitno puščanje okna meri vakuumski senzor (24 b). V primeru vdora zraka ali plinov iz eksperimentalne komore. detektor puščanja sproži kontrolni sistem in zapre vse elektropnevmatske ventile v žarkovni liniji. Za varno delovanje vakuumskega sistema v celotni žarkovni liniji skrbi računalniško vodeni kontrolni sjstem, ki stalno kontrolira tlak v vsakem odseku linije. Če tlak v katerem od odsekov naraste preko vnaprej določene meje, sistem avtomatično zapre elektropnevmatske ventile, ki ločujejo posamezne odseke, ali pa prepreči njihovo odpiranje. Posebej bo poskrbljeno za zaščito shranjevalnega oboča pred nenadnim vdorom zraka v primeru poškodbe vakuumskega sistema v žarkovni liniji ali v eksperimentalni komori. Ob nenadnem povišanju tlaka v liniji lahko udarni val razbije berilijevo okno, zato je v žarkovni izhod vgrajen hitri varnostni ventil (FlO), ki se lahko zapre v manj kot 10 ms. Varnostni ventil prožita dva hitra vakuumska senzorja. Prvi (F23e) je vgrajen neposredno pred berilijevim oknom, drugi (24e) pa pred kaptonskim oknom na koncu linije. 8 ZASCITA PRED SEVANJEM Žarkovna linija bo vsebovala elemente za zaščito uporabnikov pred tremi vrstami ioniziranega sevanja. Poskrbljeno bo za zaščito pred visokoenergijskimi elektroni in pred zavornim sevanjem iz shranjevainega obroča ter pred sinhrotronskim sevanjem iz uklon-skega magneta. Permanentni magnet, vgrajen v žarkovni izhod, odkloni vse visokoenergijske elektrone, ki po naključju zaidejo v žarkovno linijo iz shranjevainega obroča. V shranjevalnem obroču pride do izsevanja visoko-energijskih žarkov gama, ki so posledica zavornega sevanja elektronov na posameznih molekulah preostalega plina v vakuumski cevi shranjevainega obroča. Kljub temu, daje v obroču ultravisok vakuum, je količina tega sevanja nezanemarljiva. Žarki gama se izsevajo v ozek stožec v smeri gibanja elektronov in so omejeni v kotnem razponu l/y (- 3 mrad). To pomeni, da je sevanje gama, ki se tvori na področju uklonskega magneta kolinearno z izsevano sinhrotronsko svetlobo in skupaj z njo potuje vzdolž žarkovne linije. Ko je žarkovna linija zaprta, poskrbi za zaščito pred nevarnim sevanjem absorber žarkov gama (Fl 4) v svetlobnem izhodu, ki vsebuje masiven blok iz volframa, s katerim zaslonimo linijo. Ko pa je linija odprta, se sevanje gama zaustavi v svinčeni zaščiti za monokromatorjem in za zrcalom. Sinhrotron-ski žarek se v monokromatorju premakne v vertikalni smeri za 3 cm, na zrcalu pa se še dodatno odkloni za 12 mrad v vertikalni smeri, tako da se od zrcala naprej propagira v smeri sinhrotronskega žarka le še zanemarljivo majhen delež žarkov gama iz obroča. Na koncu linije bo postavljen detektor sevanja gama, ki bo stalno nadziral nivo sevanja gama. Ob morebitni prekoračitvi dovoljene meje sevanja se bo avtomatično zaprl absorber žarkov gama v svetlobnem izhodu. Sinhrotronsko sevanje, ki ga transporti ramo po žarkovni liniji, je zdravju škodljivo in lahko celo smrtno nevarno za uporabnike. Zalo je predvidenih več varnostnih ukrepov, ki preprečujejo kakršnokoli možnost, da bi bili uporabniki ali drugo osebje izpostavljeni temu sevanju med eksperimenti. V žarkovno linijo sta vgrajena dva svetlobna zaklopa, s katerima lahko popolnoma zaustavimo sinhrotronsko sevanje iz izvira. Prvi (F5) je vgrajen v žarkovni izhod. Ko je ta zaprt {skupaj z absorberjem žarkov gama - Fl 4) je možen varen dostop do vseh odsekov linije zunaj zaščitnega zidu pospeševalnika. Drugi (21), ki stoji za zrcalom, bo omogočal varen dostop do eksperimentalne komore, ne da bi zaprli prvi zaklop v žarkovnem izhodu. Na ta način ne zmotimo temperaturnega ravnovesja na optičnih komponentah ob menjavi vzorcev, ker ostanejo optične komponente (monokroma-torski kristali, zrcalo) ves čas osvetljene s sinhrotronskim žarkom. Celotna linija, vključno z eksperimentalno postajo, je zaprta v svinčeno uto z 1 mm debelimi svinčenimi stenami. Uta je razdeljena na tri sobe. Prva se razteza od zaščitnega zidu shranjevainega obroča do konca odseka s filtrom. Druga zajema naslednje tri odseke žarkovne linije: monokromator, zrcalo in svetlobni zaklop. Tretja obdaja prostor za eksperimente z eksperimentalno komoro. Dostop do posameznih sob zaščitne ute nadzoruje računalniško vodeni kontrolni sistem. Vstopanje v prvi dve sobi je možno, samo če sta zaprta svetlobni zaklop in absorber žarkov gama v žarkovnem izhodu. Za vstop v eksperimentalno komoro zadostuje, daje zaprt drugi svetlobni zaklop. Če poskušamo odpreti vrata v katero od sob zaščitne ute, ko so svetlobni zaklopi odprti, se le-ti avtomatično zaprejo. Hkrati se avtomatično zaustavi tudi elektronski žarek v shranjevalnem öbrocu. Predpisan je tudi poseben postopek za odpiranje svetlobnih zaklopov. Odpirajo jih lahko samo poblaščene osebe na žarkovni liniji. Pred vsakim odpiranjem je potebno preveriti, ali so vse osebe zapustile posamezne prostore zaščitne ute. 9 LITERATURA /1/ Informacije o sinhrotronu ELETTRA in njegovih žarkovnih linijah so dostopne na Internetu: www eiettra.tneste it 121 D. Abramič et al., A UullipurposeX-ray Beamline at ELETTRA Scientific Case. Delovno poročilo Instituta "Jožef Stefan". US DP-7083 /3/ I. Arčon, S. Bernstortf, Multipurpose X-Ray Beamline at ELETTRA, Conceptual Design, T/S-R-94/40, Trieste. Sincrotrone (1994) /4/ I Arčon. Delovno poročilo Instituta "Jožef Stefan'. US DP-7390 (1996) /5/ Handbook on Synchrotron Radiation Vol ia. edited by E Koch, North Holand Publishing Company (1983) /6/ H Winniok. Sei. Am., Nov (1987) 72 /7/ R, P. Walker, Radiation sources - Conceptual design for Elettra. Sincrotrone Trieste, 1989 /8/ G. Brown, K. Halbach, J. Harris Phys Today, May (1981) 50 /9/ M. Pfesko, Electron Beam Sizes and Divergences in the Bending Magnet at ELETTRA, US DP-6833 (1993) /10/ L Olivi et al.. Specifications of bending magnet front ends. Internal report, Sincrotrone Trieste, Scientific division, Apnl 1992 /11/ R.W James, The Optical Principles of X-ray Diffraction, Ox Bow Press, Woodbridge, Conecticut (1948). ISBN 0-918024-23-4 /12/ S. Bernstorff, M, Colapietro, A, Savoia, Beamline for Diffraction: Conceptual Design and Technical Specifications. Sincrotrone Trieste, Internal report ST/S-R-90/3 (1990) /13/ S. Bernstorff, Heat Load and Monochromator Crystals what can be done?, Sincrotrone Trieste, Internal Report ST/S-TN-92/10(1992) /14/ A K. Freund. X-ray Optics , ESRF internal report (July 1987) /15/ R. Caciuffo, S Melone, F. Rustichelli, A. Boeul Monochromators for X-ray Synchrotron Radiation, Phys. Hep 152 (1987)1 /16/ T. Matsushita, H, Hashizume, X-ray Monochromators, Handbook on Synchrotron Radiation Vol. la. edited by E Koch. North Holand Publishing Company (1983) /17/ D.M. Mills, M T. King. Nuc. Inst, and Meth. 208 (1983)341-347 /18/ A. Krolzig, G. Materlik, M Swars, J. Zegenhagen. Nuc inst. and Meth. 219 (1984) 430-434 /19/ J. K. Kirkland, Nuc. Inst, and Meth, A291 (1990) 185 /20/ M.Han,A.RD Rodrigues, J. Appl. Cryst 11 (1978)248-253 /21/ M Krisch, Focusing crystal optics, ESRF internal report (December 1988) /22/ S. Bernstorff, E. Busseto, A. Lausi Mechanical Specifications of a Multifoil Carbon Filter for the Diffraction Beamline, Sincrotrone Trieste. Internal Report ST/S-TN-93/35 (1993) /23/ A Allemandi, C. Fava. A. Gambitta. F Mazzolini.G Sandnni. A Savoa, F. Zanmi, Beryllium Windows for the X-ray Diffraction Beamline at ELETTRA, Sincrotrone Trieste, Internal Report ST/S-TN-93/59(1993) /24/ A. Gambitta and F. Zanini, Thermal Behaveour of Beryllium Filtersunder Intense Heat Loads, SinorotroneTrieste, Internal Report ST/S-TN-92/33 (1992) /25/ C. Lenardi, Reality: Tangental errors and Thermal Loads, Second School on the use of SR in Science and Tectinology. John Fuggle Memorial, Miramare Trieste 25 oktober - 19 november (1993)