Las rejillas parabólicas mejoran la X | Grupo de láminas de acero de Guangzhou

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 9624 (2023) Citar este artículo

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4 altmétrico

Detalles de métricas

En la interferometría Talbot de rayos X basada en rejilla, la naturaleza ondulatoria de la radiación de rayos X se aprovecha para generar imágenes de contraste de fase de objetos que no generan suficiente contraste en las imágenes de rayos X convencionales que dependen de la absorción de rayos X. La sensibilidad de fase de esta técnica interferométrica es proporcional a la longitud del interferómetro e inversamente proporcional al período de las rejillas. Sin embargo, la coherencia espacial limitada de los rayos X limita la longitud máxima del interferómetro y la capacidad de obtener rejillas de período más pequeño está limitada por el proceso de fabricación. Aquí, proponemos una nueva configuración óptica que emplea una combinación de una matriz de microlentes parabólicas convergentes y una matriz de microlentes divergentes, en lugar de una rejilla de fase binaria. Sin cambiar el período de la rejilla o la longitud del interferómetro, la señal de fase se mejora porque la desviación del haz por una muestra se amplifica a través de la matriz de pares de microlentes convergentes-divergentes. Demostramos que la señal de fase diferencial detectada por nuestra configuración propuesta es el doble que la de un interferómetro Talbot, utilizando la misma rejilla de absorción binaria y con la misma distancia general de integración.

Desde que se tomó la primera imagen de rayos X en 18951, las imágenes de contraste de absorción de rayos X se convirtieron en una herramienta estándar para el diagnóstico por imágenes médicas y las pruebas no destructivas. A pesar de su uso generalizado, el contraste generado en las imágenes de absorción de rayos X es bajo para materiales de absorción débil, por ejemplo, materiales con números Z atómicos bajos2. La realización experimental de imágenes de contraste de fase de rayos X3 proporcionó información complementaria al contraste de absorción, basándose en el hecho de que la sección transversal de interacción atómica del cambio de fase es aproximadamente mil veces mayor que la sección transversal de absorción.

Los métodos de obtención de imágenes en fase de rayos X se clasifican en: interferometría de dos haces3, imágenes mejoradas por difracción4, imágenes basadas en propagación5, imágenes de difracción coherente6 e interferometría de rejilla7,8. Entre ellas, la obtención de imágenes en fase de rayos X con interferometría de rejilla, más específicamente la interferometría de Talbot de rayos X, ha atraído la atención debido a su flexibilidad de uso incluso con una fuente de rayos X de laboratorio. Utiliza el efecto de autoimagen (o efecto Talbot fraccional) generado por una rejilla de fase (denominada G1). Cuando se coloca una muestra delante o detrás de G1, la autoimagen se desplaza lateralmente debido a la refracción de la muestra. El desplazamiento se analiza mediante la segunda rejilla, que es una rejilla de absorción (denominada G2) y se coloca en la posición de la autoimagen con una visibilidad especialmente alta, lo que se denomina condición del efecto Talbot fraccionario. El detector de imágenes, situado detrás de G2, registra imágenes muaré, que son el resultado de la superposición de la autoimagen y la función de transmisión de G2.

La sensibilidad de la interferencia de Talbot a la refracción es inversamente proporcional al período de la rejilla. Sin embargo, dado que se necesita una estructura de alta relación de aspecto especialmente para G2, las capacidades de fabricación de la rejilla limitan el período más pequeño posible9,10. La señal de fase también es proporcional a la distancia entre G1 y G2, ya que el desplazamiento de la autoimagen es proporcional a la distancia de integración. Sin embargo, aumentar la distancia entre rejillas exige una mayor coherencia transversal de los rayos X iluminados8. Además, las restricciones geométricas en configuraciones compactas limitan la distancia máxima de integración.

Aquí, proponemos una disposición óptica que utiliza conjuntos de microlentes parabólicas convergentes y divergentes en lugar de una rejilla binaria (G1) en una configuración interferométrica de Talbot. El objetivo es introducir un mecanismo para mejorar la sensibilidad de la interferometría de Talbot sin reducir el período de rejilla ni aumentar la distancia de integración. En la configuración, se coloca un conjunto de microlentes parabólicas cóncavas convergentes (L1) detrás de la muestra de interés, y un conjunto de microlentes parabólicas convexas divergentes (L2) se coloca dentro de la distancia focal de L1. La función de la combinación de L1 y L2 corresponde a G1 en un interferómetro Talbot, pero además se amplifica el ángulo de desviación del haz causado por la refracción en la muestra. G2 analiza la autoimagen con el desplazamiento lateral amplificado de la misma manera que un interferómetro Talbot.

Para realizar un experimento que demuestre la mejora de la sensibilidad, se diseñaron rejillas parabólicas de transmisión L1 y L2 (es decir, modulación de fase parabólica periódica) con un período de 10 μm para rayos X de 17 keV (0,72 Å) y se fabricaron utilizando una sonda X profunda. proceso de litografía de rayos, que ofrece la calidad óptica necesaria en las superficies de las paredes laterales. Se realizó un experimento de radiación sincrotrón en la línea de luz BL20XU de SPring-8, Japón, para mostrar la concordancia con la simulación y la mejora de la señal de fase diferencial. En este artículo, se describen los detalles de la idea de mejora de la sensibilidad y los resultados de la demostración experimental.

Consideramos una combinación de conjuntos de microlentes parabólicas convergentes (L1) y divergentes (L2) utilizadas como rejilla G1, como se muestra en la Fig. 1, mientras que una rejilla de fase binaria se emplea como G1 en un interferómetro Talbot convencional.

Suponemos que L1 y L2 tienen el mismo periodo \(P_1=P_2=P\), siendo sus distancias focales \(f_1\) y \(f_2\), respectivamente, y que las lentes están separadas por \(d

dónde

La ecuación (2) se obtiene suponiendo que las lentes de L1 y L2 tienen rayos primarios comunes, y que \(\textrm{tan}(\alpha _\mathrm{{object}}) < P_2/d\). Se da a entender que elegir una matriz de microlentes divergentes para L2, o en otras palabras, un \(f_2\) negativo, da como resultado un factor de mejora \(M>1\).

Realizamos un estudio de simulación para aclarar el perfil de intensidad del campo de ondas formado por el par de lentes L1-L2 en comparación con el campo de ondas formado por una rejilla binaria, asumiendo una iluminación monocromática. El campo de onda detrás de una rejilla de transmisión se puede calcular mediante la convolución de la función de transmisión de amplitud compleja de la rejilla y la función de transferencia de Fresnel11,12. La Figura 2a,b muestra los campos de onda simulados detrás de una rejilla de fase binaria, con una modulación de fase de \(\pi /2\) y \(\pi\), respectivamente, donde \({Z_T}\) es el llamada distancia de Talbot bajo iluminación de onda plana dada por

Aquí \(\lambda\) es la longitud de onda del haz entrante13. En posiciones específicas de la rejilla, se observa un efecto de autoimagen (es decir, la aparición de regiones de alto contraste). Este efecto también se puede notar para conjuntos de microlentes convergentes y divergentes14,15. Las Figuras 2c,d muestran los resultados de la simulación cuando se supone que las distancias focales de los elementos de la matriz de microlentes son \(f=Z_\mathrm{{T}}/32\). En este caso, se ven puntos de enfoque prominentes en los campos de ondas. Los puntos aparecieron en posiciones correspondientes a múltiplos de \({Z_T}/2 + f\) para los conjuntos de lentes convergentes y \({Z_T}/2-f\) para los divergentes, mientras que la autoimagen de a \( \pi /2\) la rejilla de fase binaria aparece en posiciones correspondientes a múltiplos impares de \({Z_T}/4\).

Para simular el campo de ondas aguas abajo del par de lentes L1-L2, se consideró un sistema óptico en cascada16; es decir, el campo de ondas resultante de L1 en la posición de L2 se tomó como entrada para el cálculo del campo de ondas aguas abajo de L2. El campo de ondas simulado aguas abajo de L1 – L2 se muestra en la Fig. 2e, para el cual las longitudes focales de L1 y L2 eran las mismas que \(Z_\mathrm{{T}}/32\) y \(d = Z_\ matemáticas{{T}}/64\). La característica de autoimagen es similar a la de la Fig. 2c o d. Sin embargo, cuando la distancia focal de L2 se reduce a la mitad, el campo de onda varía considerablemente, como se muestra en la Fig. 2f.

En la interferometría de Talbot, el desplazamiento lateral de las autoimágenes de G1 se utiliza para extraer la señal de fase diferencial de una muestra. G2 se coloca en la posición de la autoimagen para analizar su deformación, que se registra mediante un procedimiento denominado paso de fase17. Para ello, se selecciona el período de G2 para que sea comparable al de la autoimagen. Luego, G2 o G1 se mueve lateralmente y paralelo al patrón periódico de la rejilla por una fracción de su período, y las intensidades del haz justo detrás de G2 se registran para cada paso, para obtener la llamada curva de paso de fase en cada posición de píxel del detector. La señal de fase requerida se extrae comparando las curvas de paso de fase obtenidas con y sin muestra7. A continuación, describimos las condiciones bajo las cuales el uso de un par de lentes L1-L2 da como resultado un campo de ondas adecuado para el procedimiento de paso de fase, siendo G2 la rejilla binaria.

En la interferometría de Talbot, el componente fundamental de la serie de expansión de Fourier de las curvas escalonadas de fase se utiliza para la obtención de imágenes de fase7,8. Por lo tanto, además de la simulación del campo de ondas (como las que se muestran en la Fig. 2), se simularon curvas de paso de fase asumiendo el uso de una rejilla de absorción binaria G2 con un período de P y un ciclo de trabajo (relación entre el ancho de las laminillas a su período) de 0,5, para lo cual se extrajo el componente fundamental (o sinusoidal) de la curva de paso de fase. De acuerdo con las condiciones de los experimentos descritos más adelante, la distancia focal para L1 se estableció en \(f_1=Z_\mathrm{{T}}/32\).

De la curva de paso de fase, \(\xi\) dada por

es evaluado. Aquí, \(a_0\) es el 0º componente de Fourier de la curva escalonada, y \(a_1\) es el 1er componente cuya frecuencia espacial es \(2\pi /P\). \(\Re [~]\) extrae la parte real de su argumento. La visibilidad de la curva escalonada casi corresponde a \(|\xi |\), porque los componentes de Fourier de orden superior normalmente no son prominentes. Tenga en cuenta que \(\xi\) es negativo cuando se invierte el contraste de la propia imagen.

Los resultados de la \(\xi\) simulada se muestran en la Fig. 3a,b,c,d para \(f_2 =- m f_1/4\) con \(m \in \{ 1, 2, 3, 4 \}\), respectivamente, como funciones de \(d/f_1\) y \(Z_\mathrm{{G2}}/Z_\mathrm{{T}}\). Las líneas discontinuas indican la posición focal posterior del par de lentes L1-L2 calculada por la óptica geométrica para lentes delgadas18. Además, las líneas continuas y de puntos indican las posiciones más abajo de la posición focal posterior mediante \(Z_\mathrm{{T}}/2\) y \(Z_\mathrm{{T}}\), respectivamente. Los resultados de esta simulación demuestran que las posiciones de G2 adecuadas para obtener una curva escalonada de alta visibilidad varían considerablemente, dependiendo de la selección de d y la distancia focal.

A continuación, simulamos las variaciones del campo de onda para un objeto de fase en forma de cuña colocado frente a una rejilla de fase binaria \(\pi /2\) (Fig. 4a), una rejilla de fase binaria \(\pi\) (Fig. 4b), una rejilla de fase parabólica cóncava (Fig. 4c) y un par de lentes L1-L2 (Fig. 4d, e). El objeto en forma de cuña introduce una refracción del haz de \(\alpha _\mathrm{{object}}\), y los campos de ondas se desvían correspondientemente. Mientras que los campos de ondas aguas abajo de rejillas individuales, independientemente de su forma, están inclinados \(\alpha _\mathrm{{object}}\) como se muestra en la Fig. 4a,b,c, se muestra que los campos de ondas aguas abajo del par de lentes L1-L2 están más inclinados, lo que sugiere claramente el efecto de mejora de la sensibilidad.

Para el conjunto de L1 y L2, se fabricaron conjuntos de microlentes bicóncavas y plano-convexas en el Acelerador de Investigación de Karlsruhe (KARA) y en el Instituto de Tecnología de Microestructura (IMT) utilizando el proceso LIGA de rayos X profundos. LIGA es un acrónimo alemán de Lithographie, Galvanoformung, Abformung19. Las rejillas de sección transversal parabólica plano-convexa y bicóncava son de níquel con un período de diseño de 10 μm, una apertura física de 9 μm y una altura de 60 μm. El radio de curvatura de la parábola diseñada fue de 0,429 \(\mu\)m para cada curva planoconvexa y de 0,858 μm para cada curva parabólica cóncava, lo que dio como resultado una distancia focal prevista de 69,4 mm con una energía de 17 keV. En las figuras 5a, b, respectivamente, se presentan imágenes de microscopio electrónico de barrido (SEM) de las matrices de microlentes bicóncavas y plano-convexas. La distancia focal y el tamaño focal de la lente bicóncava con una energía fotónica de 17 keV se midieron en 77 mm y 0,56 μm (FWHM) mediante un escaneo con filo de cuchillo en la línea de luz BL20XU de SPring-8, Japón. La distancia focal medida coincidió con el cálculo de los contornos de la parábola obtenidos a partir de imágenes SEM (80 mm). Con respecto a la matriz de microlentes plano-convexas, aunque no se realizaron mediciones de rayos X, las imágenes SEM sugirieron una distancia focal de -62,8 mm (consulte la Nota complementaria 1, la Figura 1 complementaria y la Figura 2 complementaria). La ligera diferencia entre las distancias focales diseñadas y medidas se puede atribuir a la hinchazón durante la galvanoplastia del fotorresistente de PMMA utilizado para la fabricación de los conjuntos de microlentes, lo que provocó que el radio de curvatura de las parábolas bicóncavas aumentara y, de hecho, de hecho, disminuye el de las parábolas plano-convexas.

En las Figs. 2 y 3, los resultados de la simulación se presentan para el caso de \(f_1 = Z_T/32=86\) mm. Como se mencionó anteriormente, la distancia focal medida del conjunto de microlentes bicóncavas fabricadas estaba cerca de este valor.

La Figura 5c muestra \(\xi\) simulada para las lentes plano-convexas cóncavas fabricadas con G2 posicionado en \(Z_\mathrm{{T}}/8\), lo que sugiere que \(d/f_1=0.35\) sería el valor más adecuado. Debido a nuestra restricción experimental, elegimos \(d/f_1=0.5\). Se alcanza un valor razonablemente aceptable de \(\xi =0,46\) para el experimento de prueba de concepto que se describe más adelante.

Comparar el sistema plano-convexo bicóncavo con un interferómetro Talbot convencional que utiliza rejillas binarias, una rejilla de fase binaria de níquel con un período de 10 μm, un ciclo de trabajo de 0,5 y una modulación de fase de \(\pi /2\) con una energía de fotón. de 17 keV. Además, se fabricó una rejilla de absorción con un período de 10 μm, un ciclo de trabajo de 0,5 y una altura de laminillas de oro de 25 μm.

El campo de ondas aguas abajo de las lentes L1 y L2 fabricadas se evaluó con rayos X de 17 keV en la línea de luz BL20XU de SPring-8, Japón. Para medir por separado los campos de ondas que pasan solo por L1, y por L1 y L2, las lentes cóncavas y plano-convexas, colocadas en una placa común, se inclinaron ligeramente contra la dirección del haz (alrededor de 0,02°), como se muestra en la Fig. 6. De esta manera, fue posible medir simultáneamente los campos de ondas formados después de pasar solo L1 (sección superior del haz) y a través de la bicóncava y L2 (sección inferior del haz). Las intensidades del campo de onda se registran mediante una cámara sCMOS (Hamamatsu C11440-22CU) junto con un sistema de lentes (Hamamatsu AA50) y un centelleador (LuAG (Ce) de 10 μm de espesor).

Los campos de ondas medidos y simulados y la variación de intensidad correspondiente se muestran en las Figs. 7a,b,c,d para los casos de L1 únicamente y diferentes distancias L1-L2. Estos resultados de simulación se obtuvieron utilizando los contornos de la parábola fabricada extraída de las imágenes SEM que se muestran en la Fig. 5.

Las características observadas en los campos de ondas medidos concuerdan bien con los resultados de la simulación, excepto por el hecho de que los campos de ondas medidos tendían a estar ligeramente extendidos. Especulamos que la desviación fue causada por la coherencia espacial limitada del haz entrante y la imperfección de las rejillas fabricadas. Sin embargo, no hubo preocupación al considerar que se colocará G2 para generar contraste de fase diferencial. Vale la pena señalar que se formó un campo de ondas altamente contrastado en una extensión mayor detrás de la posición L1-L2, establecida ajustando la distancia L1-L2. Cuando \(d/f_1 = 0.5\), como se muestra en la Fig. 7d, este efecto fue prominente, lo que sugiere una amplia tolerancia en la selección de la posición de G2. La Figura 7d indica una posición adecuada en \(Z_T/8\), siempre que se utilice G2 con un ciclo de trabajo de 0,5. Por lo tanto, elegimos una brecha L1-L2 de \(f_1/2\) y en \(Z_T/8\), para G2 posicionado para demostrar imágenes de fase, como se muestra en la siguiente sección.

Para una demostración experimental de prueba de concepto de mejora de la sensibilidad, se registraron imágenes de fase diferencial de una fibra de nailon con un diámetro de 130 \(\mu\)m en aire y agua. Las mediciones se realizaron bajo tres configuraciones diferentes:

Sistema de lentes parabólicos bicóncavos y plano-convexos con un espacio establecido entre \(f_1/2\) y \(Z_{G2}=Z_\mathrm{{T}}/8\), como se muestra en la Fig. 8a.

Rejilla de modulación de fase binaria \(\pi /2\) con \(Z_\mathrm{{G2}}=Z_\mathrm{{T}}/8\), también conocida como orden de Talbot de 0,25, como se muestra en la figura 8b

Rejilla de modulación de fase binaria \(\pi /2\) con \(Z_\mathrm{{G2}}=Z_\mathrm{{T}}/4\), también conocida como orden de Talbot de 0,5, como se muestra en la figura .8c

Para todos los experimentos se utilizó una rejilla de absorción binaria idéntica, descrita en la sección anterior. La fibra de nailon se colocó 100 mm aguas arriba de la rejilla parabólica bicóncava o rejilla de fase binaria. Para todos los experimentos, se realizaron mediciones de pasos de fase de 20 pasos con y sin la muestra con un tamaño de paso de 0,5 μm y un tiempo de exposición de 30 ms cada uno (excepto en el caso de la fibra de nailon en agua medida con un tiempo de exposición de 150 ms). , para compensar la atenuación de los rayos X por el agua). Las intensidades justo detrás del G2 son registradas por una cámara sCMOS (Hamamatsu C11440-22CU) junto con un sistema de lentes (Hamamatsu AA40) y una pantalla de fósforo (P43 de 10 μm de espesor). El cálculo mediante una técnica de paso de fase bajo todas las configuraciones anteriores fue el mismo que el de la interferometría Talbot convencional20. Las imágenes de fase diferencial obtenidas para la fibra de nailon en el aire se muestran en las Fig. 8d, e, f, y en agua en las Figs. 8g,h,i. La señal de fase diferencial disminuyó cuando la muestra se sumergió en agua porque la diferencia en el índice de refracción entre la muestra y su entorno es menor que la del aire. En la Fig. 8d, e, f, g, h, i, se trazan los perfiles de la señal de fase diferencial (\(\phi _x\)) a través de la fibra de nailon. \(\Delta \phi _x\) representan los valores de pico a valle de \(\phi _x\) promediados a lo largo de la longitud de la fibra dentro del campo de visión (FoV). Las incertidumbres indicadas para \(\Delta \phi _x\) son la desviación estándar de \(\Delta \phi _x\) a lo largo de la fibra de nailon. Encontramos una mejora de la señal de fase con un factor de 2,6 y 1,8 para la fibra de nailon en el aire y el agua, respectivamente, entre la configuración propuesta y un interferómetro Talbot bajo un orden de Talbot de 1/4, los cuales son casi comparables en longitud. También se demuestra que la señal de fase diferencial del interferómetro Talbot con un orden Talbot de 1/2, cuya longitud de 705 mm es casi el doble que los demás, es comparable a la obtenida con la configuración propuesta. Por lo tanto, al utilizar pares de lentes bicóncavas y plano-convexas, en lugar de una rejilla de fase binaria, la señal de fase se mejora sin alterar G2 ni aumentar la distancia de integración.

Además de la señal de fase diferencial, la interferometría Talbot de rayos X basada en rejilla proporciona modalidades de imágenes tanto de absorción como de campo oscuro. El contraste del campo oscuro se origina a partir de un pequeño ángulo de dispersión de una muestra, que es detectable a partir de la reducción de la visibilidad de una curva de paso de fase21. Recientemente, la modalidad de campo oscuro ha atraído más atención debido a sus posibles beneficios en el diagnóstico médico por imágenes de rayos X22,23 y en pruebas no destructivas, particularmente para materiales compuestos de fibra24. Dado que nuestra mejora de la sensibilidad se basa en el aumento angular del haz desviado de una muestra, además de la señal de fase diferencial, la señal del campo oscuro también se mejora (consulte la Figura complementaria 3).

La configuración propuesta se puede implementar utilizando una fuente de microfoco en laboratorio como un interferómetro Talbot convencional; los períodos de L1 y L2 deben diseñarse considerando iluminación de haz cónico. Dado que este concepto es eficaz con una configuración compacta, se garantizará en la posición del detector una densidad de flujo de rayos X superior a la obtenida con un interferómetro Talbot convencional en las mismas condiciones de sensibilidad.

La sensibilidad de la interferometría de Talbot a menudo se atribuye al ángulo de refracción más pequeño detectable, \(\alpha _\mathrm{{min}}\), dado por25,26,27

donde V es la visibilidad (es decir, \(|\xi |\)) e I es el número total de fotones detectados durante una medición de paso de fase. La relación de \(\alpha _\mathrm{{min}}\) para la interferometría de Talbot y los sistemas bicóncavos-plano-convexos se puede describir mediante

donde los índices TI y CC corresponden a la interferometría de Talbot y al sistema bicóncavo-plano-convexo, respectivamente. Para la interferometría de Talbot que utiliza una rejilla de níquel con modulación de fase \(\pi /2\) a 17 keV, el espesor del níquel a lo largo de la trayectoria de los rayos X fue de 3 μm, y las rejillas parabólicas utilizadas en este estudio tuvieron un espesor máximo de níquel de alrededor de 23 \(\mu\)my un mínimo de 3 μm, como se muestra en la Figura 1 complementaria. Esto significa que la absorción del haz de nuestra configuración fue mayor que la causada por el interferómetro Talbot. Además, cuando el conjunto de lentes plano-convexas se coloca más cerca de los focos bicóncavos, los rayos convergentes pasan a través de una longitud más larga del plano-convexo, lo que significa una absorción aún mayor. Por lo tanto, al considerar la relación señal-ruido del sistema de imágenes, el factor de mejora de la sensibilidad M debería superar la reducción del flujo de rayos X por el conjunto de rejilla parabólica. Según este concepto, los materiales más ligeros como el Si y los polímeros serían más adecuados para las rejillas parabólicas. Para rayos X de mayor energía, la atenuación por la rejilla de fase es menos problemática y, por lo tanto, el efecto de mejora de la sensibilidad será más prominente.

Durante este estudio, las rejillas bicóncavas y plano-convexas se alinearon de manera que la dirección de propagación del haz fuera paralela a una línea que conecta los vértices de las curvas parabólicas cóncavas y convexas. La alta calidad de las estructuras fabricadas por LIGA de rayos X aseguró la homogeneidad del período y el perfil parabólico de cada microlente. La comparación entre los campos de ondas propagadas medidos y simulados en la Fig. 7 muestra una muy buena concordancia considerando que las simulaciones se realizaron para rejillas perfectamente alineadas. Si uno de los conjuntos de lentes se desplaza lateralmente, se cambian la modulación de amplitud y fase efectiva del par. Esto provoca la alteración de los campos de olas y, por tanto, de la visibilidad. El efecto de la desalineación sobre el factor de mejora del desplazamiento lateral de la autoimagen (M) aún debe probarse en estudios futuros.

El FoV de nuestro sistema bicóncavo-plano-convexo bajo iluminación de onda plana se limitó a una altura de estructura de níquel de 60 μm y una longitud de matriz de 10,24 mm, que fue suficiente para confirmar el concepto de mejora de la sensibilidad. Sin embargo, el FoV se puede aumentar hasta decenas de centímetros cuadrados utilizando conjuntos de lentes en forma de escalera inclinada, como las estructuras demostradas para la microscopía de transmisión de rayos X de súper resolución28.

En este estudio, nos hemos centrado principalmente en encontrar configuraciones de pares de lentes L1-L2 en combinación con una rejilla de absorción con un período igual al período L1-L2 y un ciclo de trabajo de 0,5. Sin embargo, los campos de ondas que se muestran en las figuras 7a, b, c, d indican la posibilidad de encontrar una posición adecuada para una rejilla de absorción con un período menor que el período de la rejilla parabólica y/o un ciclo de trabajo menor que 0,5. Estas posiciones están indicadas por los máximos locales de las variaciones de intensidad en la Fig. 7.

Los conjuntos de lentes utilizados en este estudio fueron periódicos en una dirección y generaron imágenes de fase diferencial con sensibilidad de fase en una sola dirección. Cabe señalar que esto se puede extender a dos direcciones alineando ortogonalmente dos conjuntos de pares de lentes L1-L2, o más idealmente usando conjuntos de lentes paraboloides cóncavos y plano-convexos. Para fabricar este último, se espera que en un futuro próximo se utilice litografía de dos fotones29,30.

Configuración para imágenes de fase de rayos X con sensibilidad mejorada. Se emplea una combinación de un conjunto de microlentes parabólicas convergentes (L1) y divergentes (L2), separadas por d, en la posición G1 de un interferómetro Talbot convencional, reemplazando su rejilla de fase binaria. Consulte el texto para obtener una explicación de las otras variables utilizadas en la figura.

Resultados de la simulación del campo de olas. Inserciones (a) y (b): aguas abajo de rejillas de fase binarias convencionales con la modulación de fase de \(\pi /2\) y \(\pi\), respectivamente. Cuadros (c) y (d): aguas abajo de una rejilla parabólica convergente (L1) y una rejilla parabólica divergente (L2), respectivamente. Recuadro (e): aguas abajo de un par de lentes L1-L2 separados por \(d=f/2\), suponiendo \(f_1 = - f_2 = f\). Recuadro (f): aguas abajo de L1–L2, cuando solo la distancia focal de L2 se reduce a f/2. Aquí, \(f=Z_\mathrm{{T}}/32\).

Valores \(\xi\) calculados correspondientes a una rejilla de absorción binaria con período igual al de la rejilla parabólica y un ciclo de trabajo de 0,5. De (a) a (d), \(f_2\) se establece igual a \(mf_2/4\), ordenado por \(m\in \{1,2,3,4\}\), suponiendo \( f_1 = Z_T/32\). Las líneas discontinuas indican las posiciones focales traseras del par de lentes L1-L2, y las líneas continuas y de puntos indican las posiciones más abajo de la posición focal trasera mediante \(Z_\mathrm{{T}}/2\) y \ (Z_\mathrm{{T}}\), respectivamente.

Campos de ondas en presencia de un objeto en forma de cuña que introduce la refracción del haz de \(\alpha _\mathrm{{object}}\) simulado con (a) a \(\pi /2\) y (b) a \(\pi\) rejilla de fase binaria, (c) rejillas parabólicas convergentes con una distancia focal de \(Z_\mathrm{{T}}/32\), la combinación de rejillas parabólicas convergentes y divergentes de las mismas longitudes focales de f y con la separación de (d) \(d= f\) y (e) \(d= f/2\). \({\alpha ^{\prime }}\) es la deflexión del haz en (d) y (e), que es mayor que la del haz entrante, \(\alpha _\mathrm{{object}}\).

Imágenes de microscopio electrónico de barrido (SEM) de la rejilla parabólica bicóncava fabricada (a) y la rejilla parabólica plano-convexa (b). Las estructuras de soporte en forma de peine en (a) se usaron para minimizar la hinchazón durante el paso de galvanoplastia y se retiraron cuando se usaron. Utilizando los perfiles de matriz de microlentes observados en (a) y (b), \(\xi\) se calcula en función de \(d/f_1\), como se muestra en (c).

La configuración experimental utilizada en este estudio en la línea de luz BL20XU, SPring-8, Japón. Un haz entrante monocromático con una energía de 17 keV llega a las rejillas ubicadas a 240 m de la fuente onduladora. Las intensidades se detectaron utilizando una cámara CCD acoplada con un centelleador y una óptica de aumento. El detector se montó en un escenario móvil para medir el campo de ondas a lo largo de la dirección de propagación del haz.

Los campos de ondas simulados (Sim.) y medidos (Meas.) aguas abajo de los conjuntos de lentes a 17 keV, y las variaciones de intensidad correspondientes a lo largo de la línea central de una lente. Los resultados se presentan (a) solo para las lentes bicóncavas, (b) plano-convexas en los focos \(f_1\) de la bicóncava, (c) espacio plano-convexo y bicóncavo de \(3f_1/4\), y (d) plano-convexo a la mitad de la distancia de los focos bicóncavos. En (c), los campos de ondas medidos aguas abajo solo se pudieron realizar hasta la distancia de propagación de Z = 310 mm. Un color blanco en los campos de ondas medidos indica que no se realizó ninguna medición en ese punto.

Comparación de imágenes de fase diferencial obtenidas para una fibra de nailon en aire y agua con (a) un sistema bicóncavo-plano-convexo con un espacio de 38,5 mm y una distancia de interrelación de 335 mm, (b) un interferómetro Talbot convencional con un Orden de Talbot de 1/4, y (c) aquel con un orden de Talbot de 1/2. En cada imagen de fase diferencial, se representa el perfil \(\phi _x\) a través de la fibra. \(\Delta \phi _x\) indica el valor de pico a valle del perfil. La barra de escala se aplica sólo a los píxeles en dirección horizontal. Los píxeles se amplían verticalmente para compensar el FoV limitado.

En conclusión, mediante estudios de simulación y validación experimental hemos demostrado la mejora de la sensibilidad de la interferometría Talbot de rayos X utilizando rejillas parabólicas en lugar de rejillas de fase binaria comúnmente utilizadas. Las rejillas se fabricaron utilizando litografía de rayos X profunda, lo que permite una calidad óptica de las paredes laterales y una muy buena concordancia entre la estructura diseñada y fabricada. Con la mitad de la distancia de integración, la señal de fase obtenida de nuestra configuración es comparable con una interferometría Talbot que utiliza una rejilla de fase binaria y la misma rejilla de absorción, G2. Como perspectiva, nuestro concepto se puede demostrar con fuentes de rayos X compactas. Además, la viabilidad de ampliar la sensibilidad de fase a dos direcciones se puede implementar mediante la fabricación de rejillas paraboloides utilizando técnicas de microfabricación tridimensional, como la litografía de dos fotones.

El código utilizado para el análisis de datos, así como para la visualización de los datos, está disponible del autor correspondiente previa solicitud razonable. Los conjuntos de datos generados y analizados durante este estudio están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

Röntgen, WC Sobre un nuevo tipo de rayos. Ciencia 3, 227–231 (1896).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Momose, A. y col. Progresos recientes en imágenes de rayos X y fase de neutrones con rejillas. Ciencia del haz cuántico. 4, 9. https://doi.org/10.3390/qubs4010009 (2020).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Bonse, U. & Hart, M. Un interferómetro de rayos X con trayectorias de haz de interferencia largas y separadas. Aplica. Física. Letón. 7, 99-100. https://doi.org/10.1063/1.1754330 (1965).

ADS del artículo Google Scholar

Davis, TJ, Gao, D., Gureyev, TE, Stevenson, AW y Wilkins, SW Imágenes de contraste de fase de materiales débilmente absorbentes utilizando rayos X duros. Naturaleza 373, 595–598. https://doi.org/10.1038/373595a0 (1995).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Snigirev, A., Snigireva, I., Kohn, V., Kuznetsov, S. y Schelokov, I. Sobre las posibilidades de la microimagen de contraste de fase de rayos X mediante radiación sincrotrón coherente de alta energía. Rev. Ciencia. Instrumento. 66, 5486–5492. https://doi.org/10.1063/1.1146073 (1995).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Thibault, Pierre y cols. Microscopía de difracción de rayos X de barrido de alta resolución. Ciencia 321, 379–382. https://doi.org/10.1126/science.1158573 (2008).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Momose, A. y col. Demostración de la interferometría de Talbot de rayos X. Japón. J. Aplica. Física. 42, 866–868. https://doi.org/10.1143/jjap.42.l866 (2003).

ADS del artículo Google Scholar

Weitkamp, T. y col. Imagen de fase de rayos X con un interferómetro de rejilla. Optar. Expreso 13, 6296. https://doi.org/10.1364/opex.13.006296 (2005).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Mohr, J. y col. Rejillas de alta relación de aspecto para imágenes de contraste de fase de rayos X. Conferencia AIP. Proc. 1466, 41–50. https://doi.org/10.1063/1.4742267 (2012).

ADS del artículo Google Scholar

Kagias, M. y col. Fabricación de rejillas AU mediante galvanoplastia sin semillas para interferometría de rejillas de rayos X. Madre. Ciencia. Semisegundo. Proceso. 92, 73–79. https://doi.org/10.1016/j.mssp.2018.04.015 (2019).

Artículo CAS Google Scholar

Goodman, JW Introducción a la óptica de Fourier. Introducción a la óptica de Fourier, 3ª ed. JW Goodman (ed.). CO Roberts and Co Publishers, Englewood (2005).

Nacido, M. et al. Principios de la óptica: teoría electromagnética de la propagación, interferencia y difracción de la luz (Cambridge University Press, Cambridge, 1999).

Reservar Google Académico

Lord Rayleigh, FRS XXV Sobre la copia de redes de difracción y sobre algunos fenómenos relacionados con ellas. Londres. Edinb. Filos de Dublín. revista J. Ciencias. 11, 196–205 (1881) https://doi.org/10.1080/14786448108626995.

Bonet, E., Andrés, P., Barreiro, JC & Pons, A. Propiedades de autoimagen de una matriz periódica de microlentes: realización de iluminadores de matriz versátil. Optar. Comunitario. 106, 39–44. https://doi.org/10.1016/0030-4018(94)90054-X (1994).

ADS del artículo Google Scholar

Besold, B. Efecto Talbot fraccional para conjuntos periódicos de microlentes. Optar. Ing. 36, 1099. https://doi.org/10.1117/1.601301 (1997).

ADS del artículo Google Scholar

Paganin, D. Óptica coherente de rayos X Paganin (Oxford University Press, Nueva York, 2006).

Libro MATEMÁTICAS Google Scholar

Creath, K. Técnicas de interferometría de medición de fase V. Prog. Opte por 26, 349–393. https://doi.org/10.1016/S0079-6638(08)70178-1 (1988).

ADS del artículo Google Scholar

Hecht, E. Óptica vol. 10 (Addison-Wesley, Londres, 2002).

Google Académico

Meyer, P. & Schulz, J. Capítulo 16: litografía de rayos X profunda. En Qin, Y. (ed.) Ingeniería y tecnología de microfabricación (segunda edición), Micro and Nano Technologies, 365–391, https://doi.org/10.1016/B978-0-323-31149-6.00016-5 (William Andrew Publishing, Boston, 2015)

Momose, A. Las imágenes en fase de rayos X alcanzan usos clínicos. Física. Medicina. 79, 93-102. https://doi.org/10.1016/j.ejmp.2020.11.003 (2020).

Artículo PubMed Google Scholar

Pfeiffer, F. y col. Imágenes de campo oscuro de rayos X duros utilizando un interferómetro de rejilla. Nat. Madre. 7, 134-137. https://doi.org/10.1038/nmat2096 (2008).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Gassert, FT y cols. Imágenes de tórax de campo oscuro con rayos X: resultados cualitativos y cuantitativos en humanos sanos. Radiología 301, 389–395. https://doi.org/10.1148/radiol.2021210963 (2021).

Artículo PubMed Google Scholar

Willer, K. y col. Las imágenes de tórax de campo oscuro con rayos X pueden detectar y cuantificar el enfisema en pacientes con EPOC. SSRN Electr. J.https://doi.org/10.2139/ssrn.3765469 (2021).

Artículo de Google Scholar

Revol, V. et al. Caracterización de la estructura de fibras laminadas de polímeros reforzados con fibra de carbono mediante imágenes de campo oscuro de dispersión de rayos X con un interferómetro de rejilla. END y E Int. 58, 64–71. https://doi.org/10.1016/j.ndteint.2013.04.012 (2013).

Artículo CAS Google Scholar

Modregger, P. y col. Sensibilidad de la interferometría de rejilla de rayos X. Optar. Expreso 19, 18324. https://doi.org/10.1364/oe.19.018324 (2011).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Engel, KJ y cols. Contraste-ruido en imágenes de contraste de fase diferencial de rayos X. Instrumento nuclear. Métodos Phys. Res. Secta. Una aceleración. Espectro. Detectar. Asociación. Equipar. 648, 202–207. https://doi.org/10.1016/j.nima.2010.11.169 (2011).

Artículo CAS Google Scholar

Yashiro, W., Takeda, Y. y Momose, A. Eficiencia de capturar una imagen de fase mediante interferometría Talbot de rayos X de haz cónico. J. Optar. Soc. Soy. A 25, 2025. https://doi.org/10.1364/josaa.25.002025 (2008).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Mamyrbayev, T. et al. Conjunto de escaleras de múltiples lentes refractivas inclinadas para microscopía de rayos X duros de transmisión de escaneo de súper resolución de píxeles de gran campo de visión. J. Radiación sincrotrón. 28, 732–740. https://doi.org/10.1107/S1600577521001521 (2021).

Artículo PubMed PubMed Central Google Scholar

Fischer, J. & Wegener, M. Litografía láser óptica tridimensional más allá del límite de difracción. Fotónica láser Rev. 7, 22–44. https://doi.org/10.1002/lpor.201100046 (2013).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Sanli, UT y cols. Óptica de rayos X kinoforme de alta resolución impresa mediante litografía láser 3D de 405 nm. Adv. Madre. Tecnología. 7, 2101695. https://doi.org/10.1002/admt.202101695 (2022).

Artículo CAS Google Scholar

Descargar referencias

Este trabajo fue apoyado financieramente por ERATO (Número de subvención JPJER1403) y SICORP (Número de subvención JPMJSC1809), la Agencia de Ciencia y Tecnología de Japón y el BMBF a través de DLR bajo el Contrato No. 01DR18015A, Alemania. Los autores agradecen el apoyo de Karlsruhe Nano Micro Facility (KNMFi), una infraestructura de investigación Helmholtz en el Instituto de Tecnología de Karlsruhe. Agradecemos el apoyo del Fondo de Publicaciones KIT del Instituto Tecnológico de Karlsruhe. El experimento se realizó con la aprobación del comité SPring-8 (2019B1321).

Financiamiento de Acceso Abierto habilitado y organizado por Projekt DEAL.

Instituto de Tecnología de Microestructuras, Instituto Tecnológico de Karlsruhe, Hermann-von-Helmholtz-Platz 1, 76344, Eggenstein-Leopoldshafen, Alemania

Pouria Zangi, Pascal Meyer, Josephine Gutekunst, Martin Borner, Arndt Last y Jan G. Korvink

Instituto de Investigación Multidisciplinaria de Materiales Avanzados, Universidad de Tohoku, 2-1-1 Katahira, Aoba-ku, Sendai, Miyagi, 980-8577, Japón

Katsumasa Ikematsu, Hidekazu Takano, Yanlin Wu y Atsushi Momose

Karlsruhe Nano Micro Facility (KNMFi), Instituto Tecnológico de Karlsruhe, Hermann-von-Helmholtz-Platz 1, 76344, Eggenstein-Leopoldshafen, Alemania

Martin Börner y Arndt último

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AM proporcionó la idea de mejorar la sensibilidad y planificó el experimento en SPring-8, y AM, KI, HT y YW realizaron el experimento. KI y PM fabricaron las rejillas. Los datos experimentales fueron analizados por PZ y HT. La consideración teórica y el estudio de simulación fueron realizados por PZ y AMMB, JGK y AM supervisaron el trabajo de los estudiantes de tesis. El manuscrito fue preparado principalmente por PZ y AM y completado por todos los autores.

Correspondencia a Martin Börner.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Zangi, P., Ikematsu, K., Meyer, P. et al. Las rejillas parabólicas mejoran la sensibilidad a los rayos X de los interferogramas de Talbot. Informe científico 13, 9624 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36414-8

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Recibido: 31 de enero de 2023

Aceptado: 03 de junio de 2023

Publicado: 27 de junio de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36414-8

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