Оптическая анизотропия поляризованных кристаллов в гамма-диапазоне тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I. ОПТИЧЕСКАЯ АНИЗОТРОПИЯ ПОЛЯРИЗОВАННЫХ СРЕД. II

§ I. Тензор диэлектрической проницаемости поляризованного вещества. II

§ 2. Влияние сверхтонкого расщепления ядерных уровней на оптическую анизотропию поляризованной среды в гамма-диапазоне

§ 3. Ковариантное описание оптической анизотропии поляризованной среды в гамма-диапазоне

ГЛАВА П. ЗЕРКАЛЬНОЕ ОТРАЖЕНИЕ ГАММА-КВАНТОВ ОТ ПОЛЯРИЗОВАННОЙ ЯДЕРНОЙ МИШЕНИ С УЧЕТОМ ПЕРЕХОДНОГО СЛОЯ,

ГЛАВА Ш. Р- и Т-НЕИНВАРИАНГНЫЕ ПРОЦЕССЫ 1Ш ВЗАИМОДЕЙСТВИИ Т -КВАНТОВ С ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ ЯДРАМИ.5?

§ I. Определение тока, индуцированного У-квантами в среде

§ 2. Мультипольное разложение матричных элементов оператора плотности тока в электромагнитных переходах в ядрах.

§ 3. Эффекты нарушения Р- и Т-инвариантности при электромагнитных переходах в ядрах.

§ 4. Тензор диэлектрической проницаемости ядерной поляризованной мишени при нарушении Р- и Т-неинвариантности

§ 5. Поворот плоскости поляризации Т-квантов, обусловленный нарушением Р- и Т-инвариантности

В настоящее время можно с уверенностью говорить о том, что в гамма-диапазоне для энергий квантов десятки-сотни килоэлектронвольт вещество проявляет ярко выраженные свойства оптической анизотропии. Возникло целое научное направление - мес-сбауэровская гамма-оптика ~ . При этом сразу следует подчеркнуть, что речь идет не о каких-то весьма незначительных эффектах, а как раз наоборот, явления, с которыми имеет дело мес-сбауэровская оптика во многих случаях оказываются значительными и легко доступными для наблюдения. Так, например, эффект Фа-радея (т.е. вращение плоскости поляризации фотона, проходящего через среду, помещенную в магнитное поле) для мессбауэровских гамма-квантов может достигать нескольких радиан на длине поглощения. Так же велик для гамма-квантов и эффект Коттона-Мутона, т.е. эффект двулучепреломления фотонов, падающих перпендикулярно направлению магнитного поля. Многие явления оптической анизотропии уже наблюдены экспериментально [в -41]. Многие ждут своего экспериментального подтверждения. На первый взгляд существование наблюдаемых явлений оптической анизотропии в гамма-диапазоне удивительно.

В самом деле, хорошо известно, что явления, обусловленные оптической анизотропией вещества в конечном итоге обусловлены влиянием связей, наложенных на электроны в атомах, на взаимодействие квантов с веществом (см., например, №,).

При выходе за оптическую область спектра, когда частота электромагнитных волн становится гораздо больше средней энергии электронов в атомах и молекулах, взаимодействие излучения с ве-щществом сводится к взаимодействию фотона со свободными электронами и ядрами [№ 15] . При этом структура атомов и молекул становится несущественной. Явление оптической анизотропии вещества должно пропадать. Так, например, согласно /44/ , в случае эффекта Фарадея теория, основанная на нормальном эффекте Зеемана, дает для угла поворота $ плоскости поляризации фотона на I см пути следующее выражение: су ъп(«>) Н св.1)

С доо %тс 4 где VI(оо) показатель преломления вещества в отсутствие магнитного поля, £ - заряд электрона, 7П> - его масса, Н -напряженность приложенного магнитного поля.

Используя в области больших частот для Н(со) универсальное выражение N «>* (В.2) где N - число электронов в см3 вещества, получаем для угла поворота Ф кванта большой энергии следующее соотношение:

И. (в.з) т с о°г

Из (В.З) имеем, что в области энергий гамма-квантов 100гоВ угол поворота плоскости поляризации 1? - рад/см при

И я Ю5 Гс, ^ = Ю23. Выражение (В.2) однако не учитывает вклад ядерной поляризуемости в поляризуемость атомов и молекул. При приближении частоты гамма-кванта к частоте ядерных переходов ядерный вклад в поляризуемость оказывается определяющим и величина эффекта резко возрастает. Указанное обстоятельство видно уже из следующих рассуждений.

- &

Как показано во многих работах, показатель преломления может быть записан в виде

В.4) V где ? - число атомов (ядер) в см^, -¡¡-(о) - амплитуда упругого когерентного рассеяния кванта на рассеивателе. В рассматриваемом нами случае ico = £<м ♦ ^(о) , (в-5) I где 5/о)= г - амплитуда комптоновского рассеяния на

-е электроне;

Лк я, Г

- амплитуда резонансного рассеяния на ядре $ 1Э" - радиационная ширина уровня, Г - полная ширина уровня. Из (B.I) и (В.5) имеем для оценок формулу

ZX€HW к fe Гу -еН (В.б) wiVw* (¿У-ч)1 ¿«с

Согласно (В.б) при тех же значениях Ни ^ = 10® сек"*, со-сио) = ю3 сек~* имеем ядерный вклад Ю4 рад/см !

Таким образом ядерный вклад в поляризуемость действительно приводит к радикальному изменению картины и к появлению оптической анизотропии, что и было, как уже отмечалось, обнаружено экспериментально. Важно обратить внимание на то, что в отличие от оптического диапазона, когда взаимодействие света с атомами определяется главным образом электрическими дипольными переходами, в гамма-диапазоне большой вклад во взаимодействие кван

- б тов с ядрами дают магнитные дипольные переходы, электрические дипольные переходы, переходы более высокого порядка и переходы смещанной мультипольности. Указанное обстоятельство приводит к тому, что оптическая анизотропия вещества в гамма-диапазоне обладает по сравнению с обычной оптикой большим своеобразием и также богата разнообразными явлениями. По этой причине и в гамма-диапазоне большое значение имеет разработка методов теоретического описания прохождения когерентной гамма-волны через вещество.

В оптическом диапазоне существенное влияние на понимание процесса прохождения света через вещество оказали ковариантные методы описания оптической анизотропии, развитые Ф.И.Федоровым /16, W . В монографии В.Г.Барышевского N было впервые обращено внимание на то, что методы Ф.И.Федорова могут быть применены в ядерной гамма-оптике и был введен для описания оптической анизотропии в гамма-диапазоне тензор диэлектрической проницаемости. В работе И.Д.Феранчук применил указанную идею для ковариантного описания дифракции гамма-квантов в кристаллах. Большое влияние на развитие ковариантного описания оптической анизотропии в гамма-диапазоне оказали работы М.А.Андреевой, С.Ф.Борисовой и Р.Н.Кузьмина А» W .В этих работах было дано последовательное применение методов Ф.И.Федорова к оптической анизотропии вещества, обусловленной сверхтонким расщеплением ядерных уровней, т.е. в конечном итоге для описания ядерных аналогов эффектов Фарадея, Керра и Комптона-Мутона. Если сверхтонкое расщепление выключить, то оптическая анизотропия в гамма-диапазоне, рассмотренная в работах исчезает. Между тем В.Г.БарышевскимЯ2°.2^ было показано, что в гамма-диапазоне существуют новые явления вращения плоскости поляризации и двойного лучепреломления, обусловленные ориентацией спинов ядер. Указанные явления имеют место и в отсутствие сверхтонкого расщепления ядерных уровней. В частности эффект поворота плоскости поляризации гамма-квантов в веществе с поляризованными ядрами аналогичен оптическому парамагнитному вращению света. Суть оптической анизотропии обусловленной ориентацией спинов ядер изложим, следуя ао/ .

Как уже отмечалось (см.(В. 4)) показатель преломления среды связан с амплитудой упругого когерентного рассеяния вперед.Ана

А, 2.0/ лиз показывает 1 , что спиновая структура амплитуды рассеяния вперед У -кванта на ядре со спином 7 имеет следующий вид , А (/е). ва^♦ (в.?) где коэффициенты Д , В , б являются функциями частоты фотона и пропорциональны скалярной о(0 , тензорной °(т и векторной 0<У поляризуемостям ядра соответственно: ъ , е, - векторы поляризации фотона до и после рассеяния ; И(*М I ]

5 = , - оператор спина ядра.

Амплитуда когерентного рассеяния вперед получается из (В,7) после проведения усреднения (В.7) по состоянию поляризации ядер в мишени к(е-г) „ в СкьА*« * & р[еГс] . (В-8) Л к , А где тензор квадруполяризации ядер

А ч

3 - спиновая матрица плотности ядер мишени ; Р=£р£<Г -вектор поляризации ядер.

Дальнейшее рассмотрение будем производить в системе координат, в которой тензор диагонален. Его диагональные компоненты , о^ и .

Пусть вектор поляризации мишени р (ось 2) направлен перпендикулярно к направлению падения пучка (ось У). Амплитуда когерентного рассеяния вперед 1Г -кванта с линейной поляризацией, параллельной оси 2 в то же состояние поляризации, согласно (В.8) равна

В.9) ;о) = /л * ой**

-Р в» «. А * Ввц . а

Следовательно, показатель преломления фотона с такой поляризацией

4 ♦ (А.во»), <в-10>

Аналогичным образом показатель преломления фотона с линейной поляризацией, перпендикулярной к оси % : ги + щ. (А* 8<3„) СВЛ1)

В поляризованной среде д.* и, как следствие ф Я*.»; •

Как известно, если два ортогональных состояния фотона с плоской поляризацией обладают в среде разными показателями преломления, то в такой среде возникает явление двойного лучепреломления, при котором линейно-поляризованный квант начинает превращаться по мере прохождения через мишень в циркулярнополяризованный квант. Так как А-гъ^К**. при 0^*Охх , то описанное явление имеет место только в мишенях,содержащих ядра со спином

2} I, ибо только для таких ядер квадруполяризация отлична от нуля.

Пусть теперь линейно поляризованные кванты падают на мишень в направлении параллельном вектору поляризации ядер Р . Считаем для простоты Ох* - Ощ . В этом случае из (В. 8) следует, что разными показателями преломления И± в среде обладают Т -кванты с левой и правой круговыми поляризациями (положительной и отрицательной спиральностью):

В. 12)

•V

Напомним, что волна, обладающая положительной спиральностью, соответствует вращению электрического вектора против часовой стрелки для наблюдателя, смотрящего навстречу волне . Эта волна в оптике называется волной с левой круговой поляризацией. Волна же с отрицательной спиральностью соответствует в оптике волне с правой круговой поляризацией (вращение электрического вектора в ней происходит по часовой стрелке для наблюдателя, смотрящего навстречу).

Наличие отличной от нуля разности показателей преломления-и И- приводит к возникновению эффекта поворота плоскости поляризации гамма-квантов в среде с поляризованными ядрами.

Указанные выше явления оптической анизотропии среды с поляризованными ядрами так же велики, как и эффекты оптической анизотропии, обусловленные сверхтонким расщеплением ядерных уровней.

ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ

В реальных условиях типичной является ситуация, при которой наряду с эффектами, обусловленными поляризацией ядер важными являются эффекты оптической анизотропии, обусловленные сверхтонким расщеплением ядерных уровней.

По этой причине актуальной является проблема применения ковариантных методов Ф.И.Федорова для описания сред, содержащих ориентированные ядра при наличии сверхтонкого расщепления ядерных уровней.

В связи с появившимся в последние годы большим интересом к исследованию явлений,неинвариантных относительно пространственных ( Р ) отражений и инверсии времени ( Т -неинвариантность) большое значение приобретает также ковариантное описание оптической анизотропии вещества с поляризованными ядрами, учитывающее возможную В и Т- неинвариантность. Вследствие тесной связи преломляющих свойств мишеней со свойствами зеркального отражения "У -квантов от мишеней необходимо также дать ковариантное описание зеркального отражения 7Г -квантов от мишеней с поляризованными ядрами. Такое описание позволяет извлекать информацию о структуре переходного слоя и распределении поляризации ядер вблизи поверхности.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Кратко изложим результаты, полученные в диссертации:

1. Показано, что сверхтонкое расщепление ядерных уровней в поляризованной мишени приводит к тому, что даже для ядер со спином половины существует зависящий от степени поляризации ядер эффект двойного лучепреломления.

2. Дано ковариантное описание оптической анизотропии вещества с поляризованными ядрами. Получены явные выражения для диэлектрической проницаемости поляризованной среды в случае электрических, магнитных дипольных переходов и электрических квадрупольных переходов.

3. Дано ковариантное описание зеркального отражения X -квантов от границы вакуум-вещество с поляризованными ядрами. Показано, что влияние размытости границы вакуум-вещество может быть учтено по теории возмущений при амплитудах шероховатости 10 * 100 А.

Найдены явные коэффициенты зеркального отражения гамма-квантов от резкой границы вакуум-поляризованное вещество при произвольном расщеплении ядерных уровней.

4. Ковариантными методами найдена поправка к коэффициенту зеркального отражения от произвольной оптически-анизотропной среды, обусловленная переходным слоем вакуум-вещество.

5. Дано ковариантное описание оптической анизотропии вещества в гамма-диапазоне с учетом Р- и Т-неинвариантности. Показано, что сохраняющие четность вклады в диэлектрическую проницаемость приводят к подавлению Р- и Т- неинвариантных вкладов в поворот плоскости поляризации. Показано, что подобное подавление можно устранить в поляризованной мишени при помощи компенсации эффекта Фарадея эффектом вращения плоскости поляризации, обусловленным отличной от нуля степенью поляризации ядер.

Автор выражает глубокую признательность В.Г.Барышевскому за руководство работой, помощь и постоянное внимание.

1. Барышевский В.Г. Ядерная оптика поляризованных сред. - Минск: Иэд-во БГУ им.В.И.Ленина, 1976. - 144 с.

2. Колпаков A.B., Бушуев В.А., Кузьмин Р.Н. Диэлектрическая проницаемость в рентгеновском диапазоне частот. Успехи физ. наук, 1978, т.126, вып. 3, с.479-513.

3. Беляков В.А. Дифракция мессбауэровского гамма-излучения на кристаллах. Успехи физ. наук, 1975, т.115, вып. 4, с.553-601.

4. Андреева М.А., Кузьмин Р.Н. Мессбауэровская гамма-оптика. -М.: Изд-во Моск. ун-та, 1982. 228 с.

5. Ганзер У, Фишер Г. Поляриметрия резонансного гамма-излучения. В кн. Мессбауэровская спектроскопия. Необычные применения метода. Под ред. Гольданского В.И. и Кузьмина Р.Н. -М.: Изд-во Мир, 1983. с.125-172.

6. Я1шп М. , Жщтъ Ö. С• 'Rcb&ruvrvt ßß^f^vjitufrv m, Ml ФнеЛе*юг

7. Faticbday RoJtaXCorv.- ^Äufr. Яы. , JoCV, V. -fU , , h**.

8. Лабушкин В.Г., Иванов С.Н., Чечин Г.В. Экспериментальное обнаружение эффекта двойного лучепреломления мессбауэровского излучения в антиферромагнитном кристалле герматита. Письма в Журн. эксперим. и теор. физ., 1974, т.20, вып. б, с.349-352.

9. Imivd Р. juvi MSvXcluOc <U 1'ЩЛ faHeLelaj^, сил.

10. VoUinayt Ucb ллЦ сС'^Л^^й^ *U & .- tiM. , V. 8 , j>. 96.9. ixJwJi Р. 'сЛиАл, Ала cU аьь&есел сил,*,1.aJLci^tierv <h, Л Т. PAifi., 4вС>С, Ц,

11. Ландсебрг Г.С. Оптика. М.: Изд-во Наука, 1976. - 926 с.

12. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. -М.: Изд-во Наука, 1982. 620 с.

13. Волькенштейн М.В. Молекулярная оптика. М,- Л,- Гостехиз-дат, 1951. - 744 с.

14. Барышевский В.Г. Оптическая анизотропия вещества в жестком диапазоне при наличии переменных внешних полей. В кн. Радиационно-индуцированные явления в конденсированных средах. - М.2 1979. - с.35-43.

15. Федоров Ф.И. Оптика анизотропных сред. Минск: Изд-во Академии наук БССР, 1958. - 380 с.

16. Федоров Ф.И. Теория гиротропии. Минск: Изд-во Наука и техника, 1976. 456 с.

17. Феранчук И.Д. Ковариантный метод в динамической теории дифракции. Известия АН БССР, Сер. физ.-мат. наук, 1981,4, с.109-115.

18. Андреева М.А., Борисова С.Ф., Кузьмин Р.Н. Теория отражения от мессбауэровского зеркала. Анизотропный случай. -Вестн. Моск. ун-та, сер. 3, физ. и астроном., 1979, т.20, № 5, с.39-46.

19. Барышевский В.Г. О двойном лучепреломлении У-квантов в поляризованной Ядерн.гфиз., 1966, т.4, вып. 5, с.Ю45-Ю47.

20. Барышевский В.Г. Некоторые замечания о преломлении и отражении резонансного излучения. Дцерн. физ., 1967, т.6, вып. 4, с.714-715.

21. Джексон Дж. Классическая электродинамика. М.: Изд-во Мир, 1965. - 702 с.

22. Силин В.П., Бухадзе A.A. Электромагнитные свойства плазмы и плазмоподобных сред. М.: Госатомиздат, 1961. - 244 с.

23. Барышевский В.Г. 0 влиянии потерь энергии на тормозное излучение ультрарелятивистских электронов. Журн. эксперим. и теор. физ., 1974, т.67, вып. 5(11), I65I-I659.

24. ТкялгипъсЫ б. Т. Еlafrfct StaM&Un^ а£ fRc^ena*tcc ^suo+n. ßwnoi HU*. , JeU > V. -/26, JoS-4.25 'ttfrjdUjy Я-/И., Gsuv*jb Ям civui (эогъАлл. U. v&nce, Gurret

25. E^cct* i/w ЛАо^аилн, Млол^оп, 4у, Siyu^jL (пу^^ай.-itup. &елг. , ыз, v. , №l, jr. sm- 5zt.

26. Чан Ван. Влияние сверхтонкого расщепления ядерных уровней на поворот плоскости поляризации гамма-квантов в поляризованных мишенях. Вестн. БГУ им.В.И.Ленина, сер. I, физ., мат. и мех., 1984, № 2, с.14-18.

27. Барышевский В.Г., Чан Ван. Ковариантное описание оптической анизотропии вещества с поляризованными ядрами. Вестн. БГУ им.В.И.Ленина, сер. I, физ., мат. и мех., 1985, № I,с.3-5.

28. Роуз М.Е. Поля мультиполей. М.:Изд-во ИЛ, 1957. - 132 с.

29. Барышевский В.Г. Зеркальное отражение нейтронов и X-квантов. Препринт ОИЯИ, P4-36I4. Дубна. - 7 с.

30. Барышевский В.Г., Чан Ван. Замечания о зеркальном отражении Т-квантов. Вестн. БГУ им.В.И.Ленина, сер. I, физ., мат.и мех., 1985, № 3.

31. Барышевский В.Г. Нарушение пространственной четности при взаимодействии нейтронов с поляризованными ядрами. Доклады АН БССР, 1983, т.27, № 2, с.121-123.

32. Барковский Л.М., Борздов Г.Н., Федоров Ф.И. Волновые операторы в оптике. Препринт ин-та физ. АН БССР, № 304, Минск, 1983, 44 с.

33. Пинскер З.Г. Динамическое рассеяние рентгеновских лучей в идеальных кристаллах. М. Изд-во Наука, 368 с.

34. Афанасьев A.M., Каган Ю. 0 подавлении неупругих каналов при резонансном ядерном рассеянии в кристаллах. Журн. эксперим. и теор. физ., 1965, т.48, вып. I, с.327-341.

35. Ахиезер А.И., Берестецкий В.Б. Квантовая электродинамика. М.: Изд-во Наука. 432 с.

36. Бор 0., Моттельсон Б. Структура атомного ядра, т.1- М.: Изд-во Мир. 456 с.

37. Дубовик В.М., Чешков A.A. Мультипольное разложение в классической и в квантовой теории поля и излучение. В сб.: Физика элементарных частиц и атомного ядра, 1974, т.5, вып. 3, с.791-837.

38. Берестецкий В.Б., Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Квантовая электродинамика. 2-е изд., перераб. - М.: Изд-во Щука, 1980. - 704 с.

39. Айзенбрег И., Грайнер В. Механизмы возбуждения ядра. М.: Атомиздат, 1973. - 348 с.т ФЬр. С: Sju SJUi V.rt, iUUS,ji.