同步辐射应用专题考试2.doc
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同步辐射应用专题
简答60分（任选4题）
1.组合材料学通过在一块基片上合成大量密集排列的微量材料样品阵列，并快速表征每个微量样品的特性，筛选/优化新材料。
在此工作中同步辐射可以发挥很大的作用，现已发展了哪些手段，并用于哪些材料性质的表征？
（高琛，组合化学）
答：
并行合成：
Mix&Split，液滴喷射、阵列燃料、四元方案、成分梯度，GAAG
高通量表征：
照相术，扫描光谱仪、FTIR光谱成像，阵列微四探针、SEMM（介电、压电、磁电）、X射线分析，μSIMS，合成表征一体化
组合材料学的应用：
荧光材料、磁电材料、光催化材料，无铅压电。
（或超导、磁阻、发光、铁电、电光、催化、半导体、沸石、金属合金、……）
2.同步辐射紫外单光子电离与传统的电子轰击电离相比有哪些优势？
（潘洋，质谱）
答：
同步辐射单光子电离与传统的电子轰击电离相比，有以下优势：
a,它的能量可调，可以避免碎片离子的产生.b,它的能量分辨比电子轰击电离要高，通过扫描光子能量，可以区分同分异构体。
3．与透射电镜相比，软x射线显微术主要有哪些优势？
（蒋诗平，软X射线显微）
答：
（1）相对于光镜，分辨率更高；相对于电镜，样品较厚且无需脱水和染色等处理。
（2）.可以利用元素对X射线吸收差异进行样品内微区元素分析。
（3）利用元素的共振吸收差异进行XANES或EXAFS成像，在细胞水平上研究蛋白质、核酸等重要生命物质。
4。
何谓VUV光子的量子剪裁？
试以Gd-Eu为例图示说明其光跃迁过程？
（戚泽明，稀土发光材料）
答：
高能VUV光子经发光材料转换为两个低能光子的过程就是量子剪裁过程，又称为双光子发射，这样的材料称之为量子剪裁材料。
Gd3+-Eu3+组合体系量子剪裁：
第一步，当Gd3+离子被激发到6Gj后，Gd3+的6Gj态就要和Eu3+的7Fj态通过交叉弛豫传递，使Gd3+回到较低的6Pj激发态，同时Eu3+被激发到5D0态并直接返回基态而先发射一个红光光子。
第二步是处于6Pj态的Gd3+把剩余的激发能传递给另一个Eu3+，使Eu3+处于高激发态，随后快速弛豫到5Dj态。
导致Eu3+按一定的分支比产生5Dj（j=1,2,3）→7Fj的跃迁，再发出一个红光光子。
5。
以铜粉为例，简述XAFS实验步骤和数据分析过程？
（韦世强，XAFS）
制备样品
放置样品
锁好棚屋门，按灭复位按钮，开锁连锁控制机构，打开光闸BS2
预扫（粗测跳高）
采集数据
保存数据
数据处理
求μ-E曲线
•
（2）背景扣除•（3）μ0拟合•（4）E→k转换•（5）求χ（k）及加权和加窗
•（6）快速Fourier变换•（7）Fourier滤波•（8）曲线拟合
6.什么是费米面？
测量费米面的意义和在？
（徐法强，费米面的测量）
答：
费米面：
k空间占有电子与不占有电子区域的分界面。
费米面定义为倒易晶格空间的等能面，它是电子占据态和非占据态的分界面。
例如，如果电子有如下色散关系：
E（k）=n2k2/2m.,n-yita
则费米面就是一个半径为kf的球。
如果k表示Bloch矢量，那么在第一Brillouin区，对于每一部分占据的能带都将有一个分离的费米面。
因为只有费米面附近的电子参与电导和其它电子输运过程，因此费米面的测量尤为重要。
固体材料的许多特性，如电导、磁阻、超导以及铁磁性等,都是由靠近费米边的电子决定的。
费米边代表基态电子能够占据的最高能级，其相应能够的能量范围约几个热能单位kT，其中室温下kT=25毫电子伏特。
自从上世纪九十年代中期以来，光电子能谱实验的能量和动量分辨率有了大幅度的提升，费米边以下十个电子伏特甚至更低能量电子的测量都可以实现。
7.激光的强度高，单色性好，为什么好多国家还要拼命建同步辐射装置？
现在新建的同步辐射装置与二代光源有什么区别？
答：
同步辐射是相对论性带电粒子在磁场的作用下沿曲线运动时沿向前发射的电磁波，覆盖了从红外到硬X射线的各种波长。
由于光谱连续、亮度高、准直性好，又有偏振、脉冲时间结构和可精确计算等特点，与其它光源相比，具有无可比拟的优越性。
因此在物理学、化学、生命科学、材料科学、信息科学、能源和环境科学以及许多高科技领域中都有广泛的应用。
第三代同步辐射光源的强度、发散角、分辨率、圆偏振度等指标相比第二代都有数量级的提高，第三代是大量使用插入件而设计的低发射度储存环。
三代光源的主要区别——电子束团的发散度：
第一代光源的电子束团发散度为几百纳米弧度； 第二代在150－40纳米弧度之间； 第三代则在20纳米弧度以下。
第一、二代光源主要从弯铁引出光束，第三代光源从直线段的插入件引出。
用插入件来获得高质量的同步辐射光，是第三代同步辐射光源的主要象征。
8。
吸收光谱的原理是什么？
同步辐射吸收光谱有哪几类？
他们的特点和研究的对象，目的各是什么？
原理：
同步辐射应用基础（第一部分）P103-104
基于样品中的基态原子对该元素的特征谱线的吸收程度来测定待测元素的含量。
一般情况下原子都是处于基态的。
当特征辐射通过原子蒸气时，基态原子从辐射中吸收能量，由基态跃迁到激发态。
当特征辐射通过原子蒸气时，基态原子从辐射中吸收能量，最外层电子由基态跃迁到激发态。
原子对光的吸收程度取决于光程内基态原子的浓度。
在一般情况下，可以近似的认为所有的原子都是处于基态。
因此，根据光线被吸收后的减弱程度就可以判断样品中待测元素的含量。
这就是原子吸收光谱法定量分析的理论基础
分类：
真空紫外吸收光谱，红外吸收光谱
特点，研究对象和目的：
同步辐射应用基础（第一部分）P122-142综合考虑
9。
简述X射线显微原理和分类，同步辐射显微术和常规光源显微术的区别是什么？
答：
当物体置于X射线的传播路径上时，X射线与物质相互作用而被吸收与散射，X射线的振幅和相位发生改变。
X射线显微术可以利用这种振幅与相位的变化，建立物体的显微图像。
主要分为四种基本类型，软X射线接触显微成像术，投射式X射线显微术，扫描投射式式X射线显微术以及软X射线全息显微术。
同步辐射显微术相对于光学显微镜，它有更高的分辨率，能够观测到样品内部的精细结构；相对于电子显微镜，它能观测较厚的生物样品（微米量级，约为完整的细胞线度），可以保持样品在含水状态以及选择使用合适的软X射线波长而增加成像的衬度，因而可以避免样品的脱水和染色。
10。
同步辐射可研究磁性材料，简述其原理和对同步辐射光束线的要求？
由于弯铁产生的同步辐射光是由平行于电子轨道面的线偏振光与垂直于轨道面的线偏振光叠加的，因此在偏离轨道面处获得的同步辐射光是（椭）圆偏振的。
在光束线的前端和前置镜之间设置一个可运动的取光孔，通过选择不同的取光孔，即可得到（椭）圆偏振或线偏振的X光。
：
物质吸收圆偏振光时，如果对左旋和右旋圆偏振光的吸收表现出一定的差异，则称该物质具有圆二色性铁磁材料和处于磁场中的其他磁性材料存在一个宏观上的磁化。
从量子力学的观点来看，交换相互作用将产生一个自旋量子化的择优取向，使原来简并的基态分裂成mj个子能级。
或者说，自旋向上和向下的电子数密度不再相等。
每个能级的X射线吸收峰强度同光子的自旋方向有关，这意味着宏观上磁化的材料对左旋和右旋光子的吸收强度不等，即产生了磁圆二色效应。
由于原子对软X射线散射截面特别大，软X射线范围的磁圆二色特别受人关注。
光束线提供的单色化的X光的主要参数如下：
能量范围：
100—1000eV;能量分辨本领：
在1000eV处为1000;光子通量：
当分辨本领为1000时，不低于108/s;偏振度：
不低于0.6.
答：
`磁圆二色性效应与Farady效应不同，磁圆二色性（MagneticCircularDichrosmEffect，MCD）效应是源于物质对左旋、右旋光的吸收不同。
MCD基本模型如下图所示：
样品置于外加磁场中，一束线偏振光通过样品，入射方向与外加磁场平行，出射光将变成椭圆偏振光。
我们知道，可以将一束线偏振光分解为振幅相等的左旋与右旋光的叠加，如下图（a）；由于样品对左、右旋光的吸收不同，经过样品后的出射的左旋与右旋光的振幅将不同，故合成后的光即椭圆偏振光，如下图（b）。
其中I表示透射光强度。
但不论那种表达式，其实质都是表示物质对左旋与右旋光的吸收程度的差异。
对MCD信号的表达式没有一个统一的标准定义，有人定义为对左旋与右旋光的吸收系数之差，还有另一种定义是以角度表示：
软X射线磁圆二色——铁磁材料和处于磁场中的其他磁性材料存在一个宏观上的磁化。
从量子力学的观点来看，交换相互作用将产生一个自旋量子化的择优取向，使原来简并的基态分裂成mj个子能级。
或者说，自旋向上和向下的电子数密度不再相等。
每个能级的X射线吸收峰强度同光子的自旋方向有关，这意味着宏观上磁化的材料对左旋和右旋光子的吸收强度不等，即产生了磁圆二色效应。
由于原子对软X射线散射截面特别大，软X射线范围的磁圆二色特别受人关注。
填空题：
20分：
1。
光电子能谱中Ek=hv-Eb-ø，各项的物理意义
Ek为电子的动能；hv为光子能量；Eb为电子的束缚能；ø为逸出功。
Ef为费米能级；Ei为电子初态。
2。
软x磁性园二色中电偶极跃迁的选择定则（宇称选择定则）
电偶极跃迁产生的条件是初态和末态波函数具有相反的宇称。
这种由波函数奇偶性决定的选择定则叫做宇称选择定则。
而宇称选择定则存在的必要条件是体系必须具有反演对称中心。
3。
同步辐射X射线高分辨衍射利用了同步辐射的什么特点？
波长连续可调；具有比常规光源强几个量级的X射线亮度；准直性好；光源稳定，有稳定的出光位置。
4（Raman散射）
拉曼散射（Ramanscattering），光通过介质时由于入射光与分子运动相互作用而引起的频率发生变化的散射。
又称拉曼效应。
1923年A.G.S.斯梅卡尔从理论上预言了频率发生改变的散射。
1928年，印度物理学家C.V.拉曼在气体和液体中观察到散射光频率发生改变的现象。
拉曼散射遵守如下规律：
散射光中在每条原始入射谱线（频率为v0）两侧对称地伴有频率为v0±vi（i＝1，2，3，…）的谱线，长波一侧的谱线称红伴线或斯托克斯线，短波一侧的谱线称紫伴线或反斯托克斯线；频率差vi与入射光频率v0无关，由散射物质的性质决定，每种散射物质都有自己特定的频率差，其中有些与介质的红外吸收频率相一致。
拉曼散射的强度比瑞利散射（可见光的散射）要弱得多。
以经典理论解释拉曼散射时，认为分子以固有频率vi振动，极化率（见电极化率）也以vi为频率作周期性变化，在频率为v0的入射光作用下，v0与vi两种频率的耦合产生了v0、v0+vi和v0-vi3种频率。
频率为v0的光即瑞利散射光，后两种频率对应拉曼散射谱线。
拉曼散射的完善解释需用量子力学理论，不仅可解释散射光的频率差，还可解决强度和偏振等一类问题。
拉曼散射为研究晶体或分子的结构提供了重要手段，在光谱学中形成了拉曼光谱学的一分支。
用拉曼散射的方法可迅速定出分子振动的固有频率，并可决定分子的对称性、分子内部的作用力等。
自激光问世以后，关于激光的拉曼散射的研究得到了迅速发展，强激光引起的非线性效应导致了新的拉曼散射现象[1]。
拉曼散射共分为两类型：
1、共振拉曼散射（resonanceRamanscattering）：
当一个化合物被入射光激发，激发线的频率处于该化合物的电子吸收谱带以内时，由于电子跃迁和分子振动的耦合，使某些拉曼谱线的强度陡然增加，这个效应被成为共振拉曼散射。
共振拉曼光谱是激发拉曼光谱中较活跃的一个领域，原因在于：
（1）拉曼谱线强度显著增加，提高了检测的灵敏度，适合于稀溶液的研究，这对于浓度小的自由基和生物材料的考察特别有用；
（2）可用于研究生物大分子中的某一部分，因为共振拉曼增强了那些拉曼谱线是属于产生电子吸收的集团，其他部分可能因为激光的吸收而被减弱；（3）从共振拉曼的退偏振度的测量中，可以得到正常拉曼光谱中得不到的分子对称性的信息。
2、表面增强拉曼散射（SERS，surface-enhancedRamanscattering）：
当一些分子被吸附到某些粗糙的金属，如金、银或铜的表面时，它们的拉曼谱线强度会得到极大地增强，这种不寻常的拉曼散射增强现象被称为表面增强拉曼散射效应。
5。
声子色散谱
6。
计量站同步辐射的光谱覆盖范围
光谱辐射标准和计量光束线是在B12弯转磁铁引出的，不用任何分束镜自然分成两束。
实际上是由两个独立的分支光束线所组成，其空间分布图见图6所示。
图6中的上半部分为掠入射光束线，覆盖的光谱范围5~120nm。
下半部分为正入射光束线，覆盖的光谱范围60~400nm。
这样整个计量光束线就覆盖了紫外、真空紫外和软X射线波段。
一．光束线性能参数光谱辐射标准和计量光束线是由B12弯铁引出的、具有正入射和掠入射两个分支的光束线。
它们共用一个前端、自然分光成两束。
其空间排布如图1所示
图1.光谱辐射标准和计量线总体分布图
1．正入射光束线分支（Seya-Namioka单色器）该分支配有超环面前置镜加Seya-Namioka单色器组成的系统，进行60-400nm光源的定标工作。
光路如图2所示。
图2. Seya-Namioka束线光路图
前置镜距光源点10m，水平接收角1mrad，垂直接收角1mrad。
同步辐射入射角30°，单色器为1mSeya-Namioka型，2块光栅可以覆盖60nm～400nm，该束线光学元件的参数见表1。
前置镜的旋转完成SR和待标定光源的比对。
待标定光源与前置镜距2m，因此SR与待测光源的像点不一致，通过单色器的平移达到两束光均成像在入射狭缝处。
由于被标定的光源和同步辐射的偏振特性不一致，在定标过程中需要确定偏振特性的影响，因此在光栅与出缝之间加入一偏振器，通过偏振器绕光轴旋转900，分别测得两种状态的光电流i（900）和i（00），由此得到辐射计的偏振特性。
表1Seya-Namioka束线光学元件参数表
序号
面形
面形参数mm
斜率误差（弧秒）
表面粗糙度nm
线密度L/mm
有效尺寸mm
毛坯尺寸mm
毛坯材料
膜层
入射角（o）
光谱范围nm
1
超环面
R=1065.88
ρ=799.41
3
2
30×30×12.5
50×40×12.5
熔石英
SiC
30
60-120
2
超环面
R=1065.88
ρ=799.41
3
2
30×30×12.5
50×40×12.5
熔石英
Al＋MgF
30
120-400
3
球面
R=998.8
2
2
1200
30×50
f63.5×12.5
熔石英
SiC
70.25
60-120
4
球面
R=998.8
2
2
600
30×50
f63.5×12.5
熔石英
Al+MgF
70.25
120-400
2.掠入射光束线分支
该束线由前置超环面镜、球面光栅单色器（SGM）以及后置超环面镜组成，光路如图3所示。
前置超环面镜距光源点7.3m，水平接收角5mrad，垂直接收角1.5mrad。
同步辐射入射角为86°，根据工作波段表面镀金。
表2给出该束线光学元件的参数。
rf1=7235mm,rf2=2624mm, rs1=1000mm,rs2=1690mm,rb1=1000mm,rb2=2536mm
图3 掠入射束线光路示意图
表2 SGM束线光学元件参数
序号
面形
面形参数mm
斜率误差（弧秒）
表面粗糙度nm
线密l/mm
有效尺寸mm
毛坯尺寸mm
毛坯材料
膜层
偏向度
光谱范围nm
1
超环面
R=55210
r=427.47
1/5
1
170×55
180×60×40
熔石英
Au
172
4-120
2
球面
R=8537
1
1
1800
600
200
60×20
70×25×25
熔石英
Au
Au
Au
162
4-12
12-34
34-140
3
超环面
R=15410
r=118.73
1/5
1
80×20
90×25×25
熔石英
Au
170
4-120
一．实验站部分
光谱辐射标准和计量实验站主要可以开展三方面的实验工作：
绝对反射比和透射比的测试（5－140nm）、标准探测器的定标（5－140nm）、标准光源定标（60－400nm）等。
如图4所示。
图4.光谱辐射标准和计量实验站能够开展的实验工作示意图
光谱辐射标准和计量光束线是在B12弯转磁铁引出的，不用任何分束镜自然分成两束。
实际上是由两个独立的分支光束线所组成，其空间分布图见图6所示。
图6中的上半部分为掠入射光束线，覆盖的光谱范围5~120nm。
下半部分为正入射光束线，覆盖的光谱范围60~400nm。
这样整个计量光束线就覆盖了紫外、真空紫外和软X射线波段。
7。
填σa（截面）
光电离截面同步辐射应用基础（第一部分）P28
选择20分（这里只有一部分）
1。
目前成熟的软x射线显微利用了x射线的什么特点？
吸收和散射
2。
X射线衍射动力学研究对象是？
单晶衍射动力学理论
yanshedonglixuelilun
衍射动力学理论
dynamicaltheoryofdiffraction
考虑入射束和衍射束之间相互作用的理论。
晶体中X射线衍射现象发现后，M.von劳厄随即提出了一种简单的衍射理论来进行强度的计算。
这种理论处理方法的特征在于相互独立地考虑各原子对X射线的散射,完全忽略了入射束与衍射束之间的动力学相互作用。
因而这种衍射理论就被称为衍射运动学理论，以区别于考虑入射束与衍射束相互作用的动力学理论。
按照运动学理论，衍射强度的计算极为简便，可将透过晶体的入射束强度视为不变，单纯地叠加各体元中物质对衍射的贡献。
由于在通常实验条件下小晶体的X射线衍射强度甚小，运动学理论不失为一种良好的近似。
在晶体结构分析中应用的衍射理论多半局限于运动学理论的范畴。
衍射运动学理论的弱点是很明显的：
它缺乏自洽性，也违反能量守恒定律。
在晶体衍射现象发现后不久，C.G.达尔文就提出了最原始的衍射动力学理论。
他采用了物理光学的处理方法，将产生布格反射的原子层划分为菲涅耳带（见菲涅耳衍射）以求出入射波与反射波的位相关系；然后考虑逐层中透射束、反射束及多次反射束之间的消长，满足自洽的条件，建立动力学相互作用的关系，导出了振幅递推公式和完整晶体的反射曲线；并且指出由于入射束与多次反射束之间的干涉，在大块晶体中引起消光效应（见X射线形貌学），导致衍射强度的急骤减弱。
他在进一步工作中探讨了动力学理论计算出的反射曲线宽度和积分强度与当时许多实测数据存在显著分歧的根源，指出了多数实际晶体的不完整性。
随后P.P.厄瓦耳在其各向异性晶体色散理论的基础上发展了衍射动力学理论：
将晶体视为偶极子列阵，在电磁波作用下，偶极子振动被激发成偶极波，而偶极波重新发射电磁波；当然，电磁波场与偶极波间应满足动力学自洽关系。
厄瓦耳理论处理了X射线的色散，对多衍射束的动力学衍射进行了一般的讨论，较详细地处理了双束衍射的问题。
厄瓦耳理论思想深刻，内容丰富，全面奠定了衍射动力学理论的基础；但是由于采用了微观的理论，深奥费解，不便于应用。
20年代中叶发现了电子衍射现象，由于原子对电子的散射因子比对X射线的要大得多，衍射动力学效应就更加突出。
H.A.贝特随即提出了形式简明而内容完整的电子衍射动力学理论：
归结为德布罗意波在三维周期势场的传播问题，需要满足薛定谔方程和相应的边界条件。
随后劳厄也将X射线的动力学衍射理论表示为类似的形式，即电磁波在三维周期性介质中的传播问题，需要满足麦克斯韦方程组和相应的边界条件。
贝特－劳厄的处理方法就成为衍射动力学理论最通用的形式。
按照贝特－劳厄的表述，波动方程在周期介质中的解可以表示为布洛赫波（或波场），即一组受周期调制的平面波的叠加
[1131-01]这里的波矢满足衍射条件，即＝+G（G为倒易点阵矢量）。
当入射束接近满足布格方程时，上式中只剩下对应于折射束和衍射束两项，即双束近似
[1131-02]将这个解代入波动方程，即可求出波矢所满足的色散关系。
用图像来表示,[kg2]与的始端由衍射条件联结在一起，称为联结点，而其轨迹为色散面。
在布里渊区边界处附近色散面分为两支（近似的为双叶旋转双曲面）。
这样，布洛赫波也分解为两支，其波矢的大小和方向均略有差异（如果考虑电磁波有两个偏振态，则布洛赫波应分为四支）。
其中一支布洛赫波的波节近似与原子位置复合，而另一支则其波腹近似与原子位置重合。
显然前者吸收甚弱，而后者吸收较强。
因此在接近满足布格条件时，有一支布洛赫波可以接近于无吸收地透过较厚的晶体，这就是G.博曼首先在实验中发现的异常透射效应。
另一个重要的动力学效应，是衍衬干涉条纹。
这也是不难理解的，当布洛赫波到达出射面，两支的波重新组合成透射束，而两支的波组合成衍射束。
由于
相近波矢的干涉效应，其结果和一组耦合摆类似，能量会在透射束与衍射束之间来回摆动，厄瓦耳称之为摆动解。
上述的平面波解对于电子衍射是合适的，因为入射束发散度约10[kg2]弧度,远小于反射曲线宽度（约10[kg2]弧度）；但对于X射线就不适用,因为此时发散度的绝对值虽更小一些（约5×10弧度），但却远大于相应的反射曲线宽度（约10弧度）。
为此,加藤范夫发展了球面波衍射理论，即将入射束按波矢方向作傅里叶展开，成为很多平面波的叠加,而每一平面波在晶体中产生一组波场。
这样,一片色散面上所有联结点同时被激发，使波场充斥于以入射束与衍射束为边界的扇形区内。
这就造成了诠释X射线形貌像的复杂性。
值得注意，达尔文所首创的物理光学方法在近年来又得到了复兴。
50年代中叶以后，电子衍衬像在晶体缺陷观测中积累了大量资料。
为了对它进行诠释，A.豪伊与M.J.惠兰重新将达尔文方法应用于双束电子衍射的场合，用一组耦合的常微分方程（豪伊－惠兰方程组）来取代递推公式；再根据缺陷应力场的情况具体算出各类缺陷的衍衬像，相当成功。
A.K.黑德等进一步发展了缺陷衍衬像的计算机模拟。
高木佐知夫更普遍地探讨了畸变晶体的动力学衍射理论，考虑到布格角较大和非平面波入射的情况；他所导出的一组耦合的偏微分方程（高木方程组）在诠释X射线形貌像中发挥了重要作用，也发展了计算机模拟像的工作。
50年代中J.M.考利与A.F.穆迪应用物理光学的方法来处理多束的电子衍射和成像问题,发展了多片层方法:
即将薄晶体划分为一叠平行于表面的许多片层，每一片层相当于一个两维位相与振幅光栅,使德布罗意波通过后产生相位与振幅的变化;至于波在片层之间的传播则是通过菲涅耳衍射来实现的，可以套用傅里叶光学中的一些方法。
多片层方法已经成为计算电子显微镜点阵像的理论基础。
3。
近紫外的光谱范围？
（5-100nm）；（200-400nm）真空紫外（10-200nm）红外（0.75-1000um）可见（400-750nm）
4。
X射线动力学是将单个电子作为整体与点磁场相互作用的结果，他能够解释反常散射。
异常透射效应衍衬干涉条纹
5。
VUV用于绝缘体类固体发光材料研究较多，因为禁带宽度大波长较短
附：
1．同步辐射光源的特点
强度高：
高亮度的特性决定了同步辐射光源可以用来做许多常规广源所无法进行的工作。
谱带宽：
红外-可见-紫外-真空紫外-软X射线-硬X射线-γ射线。
准直性高：
经过聚焦，可大大提高光的亮度，可进行极小样品或样品微区和材料中微量元素的研究。
脉冲性：
同步辐射具有纳秒至微秒的时间脉冲结构。
利用这种特性，可研究与时间有关的化学反应
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