Курсовая работа: Спиновый дихроизм нейтронов и ядерный псевдомагнетизм
(26)
что полностью совпадает с
полученным ранее результатом.
Продолжая далее
аналогично с магнитным полем, естественно для описания прецессии спина
нейтрона, вызванной ядерным взаимодействием (ниже мы будем называть ее ядерной
прецессией), ввести эффективное магнитное поле
(27)
которое приводит к
прецессии с той же частотой ω, что и обычное магнитное поле H . Отметим, что в области энергий
нейтрона, в которой амплитуда рассеяния постоянна, частота ω также
является постоянной, характеризующей вращательную способность вещества,
обусловленную ядерным взаимодействием. Это имеет место для малых энергий нейтронов.
При увеличении скорости частота прецессии спина начинает зависеть от энергии; в
частности, вблизи каждого из резонансов частота резко возрастает, а при
прохождении резонанса вследствие изменения знака реальной части амплитуды
рассеяния изменяется знак. Напомним (см., например, [2,22]),
что вблизи резонанса амплитуда рассеяния
(28)
где E – энергия частицы; E0 – энергия резонанса; Г – ширина
резонансного уровня. Вследствие соотношения (6,29) величина эффективного
квазимагнитного поля ядерного происхождения в области низких энергий является
постоянной, характеризующей данное вещество, а при более высоких энергиях
зависит от энергии. Для поляризованной протонной мишени, например, в случае
полной поляризации ω ≈ 5*108 с-1, Hэф ≈ 3*104Гс = 3 Тл и
на два порядка превосходит обычное магнитное поле, создаваемое поляризованными
магнитными моментами протонов. В этих же условиях для тепловых нейтронов u = 2,2*105 см*с-1
длина L, на которой произойдет полный
поворот спина, равна L ≈ 10-3
см.
С учетом сказанного выше
мы можем записать уравнение Шредингера для когерентной волны, взаимодействующей
с поляризованной мишенью, помещенной в магнитном поле B:
(29)
(30)
где μ = μσ
– оператор магнитного момента нейтрона. Заметим, что Ǔ(r) можно переписать следующим образом:
 (31)
где
эффективное
квазимагнитное ядерное поле[1].
Заключение
Взаимодействие
нейтронов с атомами является сравнительно слабым, что позволяет нейтронам
достаточно глубоко проникать в вещество — в этом их существенное преимущество
по сравнению с рентгеновскими и γ-лучами, а также пучками заряженных
частиц. Из-за наличия массы нейтроны при том же импульсе (следовательно, при
той же длине волны) обладают значительно меньшей энергией, чем рентгеновские и γ-лучи,
и эта энергия оказывается сравнимой с энергией тепловых колебаний атомов и
молекул в веществе, что дает возможность изучать не только усредненную
статическую атомную структуру вещества, но и динамические процессы, в нем
происходящие. Наличие магнитного момента у нейтронов дает уникальную
возможность использовать их для изучения магнитной структуры и магнитных
возбуждений вещества, что очень важно для понимания свойств и природы
магнетизма материалов.
Рассеяние
нейтронов атомами обусловлено, в основном, ядерными силами, следовательно,
сечения их когерентного рассеяния никак не связаны со строением электронных
оболочек атомов. Поэтому "освещение" материалов нейтронами позволяет
различать положения атомов легких (водород, кислород и др.) элементов,
идентификация которых почти невозможна с использованием рентгеновских и γ-лучей.
По этой причине нейтроны успешно применяются при изучении биологических
объектов, в материаловедении, в медицине и др. областях.
Список использованной
литературы
1.
В.Г. Барышевский.
Ядерная оптика поляризованных сред. М.: Энергоатомиздат, 1995.-320с.
2.
В.В. Федоров.
Нейтронная физика. СПб.: изд-во ПИЯФ, 2004. 334стр.
3.
И.В. Савельев.
Курс общей физики. Том 3. М.: Наука, Гл. ред. физ-мат. лит., 1970.— 537с.
4.
http://ru.wikipedia.org/wiki/Волновая_функция
5.
http://slovari.yandex.ru/dict/bse/article/00002/79600.htm
6.
http://mirslovarei.com/content_bes/Dixroizm-19067.html
|
