Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
ный В. П., С о о в и к Т. А., Поляризованная люминесценция примесных центров в кристаллах, «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1988, т. 52, 4, с. 674. Н. Д. Жевандров*
ПОЛЯРИЗОВАННЫЕ НЕЙТРОНЫ — совокупность нейтронов (пучок), спины к-рых * имеют преимуществ, ориентацию вдоль к.-л. выделенного направлення в про-
странстве (оси квантования), обычно — направления магн. поля Я. Нейтрон обладает спином * = 1/8 (в единицах постоянной Плавка Й), поэтому возможны только
2 проекции спина на ось квантования вдоль и против неё. Пучок П. н. характеризуется вектором поляризации Я, к-рын равен удвоенному ср. значению (матем. ожиданию) проекции спина на Н;
Р=2<*>=<о>.
(1)
Здесь о — Паули матрицы,. Степень поляризации пучка нейтронов определяется выражением
P=(N+-N_)/(N++N_),
(2)
где N + — числа частиц в пучке с проекциями спинов вдоль (4-) и против (—) направления поля И. Если пучок не поляризован, то N+ = JV_ и P — 0. Для полностью поляризованного пучка нейтронов P = I. Полностью поляризованный пучок обладает чистым спиновым состоянием; спиновая часть волновой ф-ции такого состояния имеет вид
'1-(9.9)= (/Л„%)•
(3)
Здесь 0, ф — полярные углы, характеризующие направление Я. Проекции Я в сфернч. координатах:
Prc=Paindcoscp; Pv=Psindsincp; P2=Pcoad.
(4)
Реальные поляризов. пучкн не обладают полной поляризацией. Частично поляризованный пучок нейтронов (О < P < 1) содержит некогерентиую примесь др. спинового состояния. Неполяризов. пучок нейтронов (P=O) можно рассматривать как состоящий иа 2 пол-ностыо поляризованных пучков одинаковой интенсивности с противоположными знаками поляризации, но независимых друг от друга (некогерентных). Спиновое состояние частично поляризованного пучка (смешанное спиновое состояние) описывается не волновой ф-цией
(3), а спиновой (поляризац.) матрицей плотности;
(/+Ро)-
(5)
Здесь I — единичная матрица. Выражение (5) принимают в качестве строгого определения понятия поляризации пучка нейтронов, эквивалентного (1).
Энергия взаимодействия нейтронов с магн. полем И:
(6)
где ftn — магн. момент нейтрона, ця — ядерный маг- ¦ нетон, у ~ —1,913 — магн. момент нейтрона, выражен- ! ный в ядерных магнетонах. Можно показать, что дви- f жение спина нейтрона в поле H (в не релятивистском ^ случае) описывается ур-нием |
= і^[„Н]. (7)?
Ур-ние (7) допускает классич. трактовку: о — единич- * ный вентор, направленный вдоль вектора Я. Согласно | (7), вектор Я прецессирует вокруг направления H с f ларморовой частотой: Г
,льа.. (8||
I
Если напряжённость магн. поля H выражена в эрсте>| дах, то coL = 1,8325 IO4 H рад/с. Компоненты вектора!
Я описываются выражениями |
Px(t)=Px(0) cOS (OLt-Py(O) sin COLtf і
sin ^+^1/(0) cos (9)1
P,(f)=*«(0). I
Решение ур-ння (7) показывает, что спни нейтрона it; адиабатически' следует за направлением поля Н, еслі[;
скорость поворота поля H в пространстве (угл. скорость поворота H в системе отсчёта, связанной с нейтроном) о) Ci)^. Наоборот, если to » ©l, то спин нейтрона «не успевает» следовать за полем н при повороте H на л изменяет свою ориентацию относительно H на противоположную, сохраняя свою ориентацию в пространстве. Такое изменение ориентации спина нейтрона относительно поля H представляет собой неаднабатнч. процесс.
Экспериментальные методы. Поляризатор. Впервые П. и. были получены пропусканием теплQeux нейтронов через намагниченную до насыщения железную пластину (мишень) в 1936 (Ф. Блох, F. Bloch), однако наиб, интенсивно этот метод нспользовался в кон. 40-х гг., когда появились ядерные реакторы. В основе метода лежит интерференция ядерного и магн. рассеяний нейтрона (см. Нейтронография). Зависимость сечения рассеяния нейтронов в магнетике от ориентации спина относительно поля H определяется т. н. магн. амплитудой рассеяния нейтронов. Полная амплитуда рассеяния нейтронов на атоме складывается из амплитуды рассеяния нейтронов на ядре <хя, к-рая не зависит от ориентации спийа s нейтронов, если ядра мишенн не поляризованы, и магн. амплитуды рассеяния ак (рассеяния нейтронов на атомных электронах). Последнее имеет место, если атом обладает отличным от 0 магн. моментом, ^’обусловлено взаимодействием магн. моментов нейтрона и атома. Суммарная амплитуда рассеяния а = аА -(-4- ом. Знак магн. амплитуды ам зависит от взаимной Ориентации маги, моментов (спннов) атома и нейтрона, поэтому полная амплитуда оказывается различной для 2 спиновых компонентов неполярнзов. пучка, а следовательно различными являются и сечения рассеяния.
Т. к. сечення взаимодействия нейтронов с атомами ми-шённ заметно отличаются для 2 спиновых состояний Нейтронов, то прн пропускании пучка через мишеиь выходящий пучок будет обогащён тем спиновым состоянием, сечение взаимодействия к-рого меньше, т. е. пучок нейтронов окажется частично поля ризоваиным. СІОДЬие взаимодействия нейтронов с атомами Fe больше, когда спнны нейтронов параллельны направлению нвмАіниченности Fe, такне нейтроны сильнее выводятся та пучка вследствие рассеяния, и прошедший Яерез пластину пучок становится частично поляризованным в щправлеики, противоположном Н. Пропуская пучок Тепловых нейтронов через пластину холоднокатаной тН№лп толщиной ~2 см, намагниченной в направлении прокатки (выделенное направление), можно получить йгёпень поляризации пучка P ~ 0,4. Использование ббльших толщин приводит к уменьшению ивтенсивиос-та и даёт незначит. выигрыш в степени поляризации. Поэтому оптимизировать нужно не только степень Яолярпвацин P1 но н интенсивность пучка /, а в ряде &ДОаев н время нахождения нейтрона н области взаи-ИОдбйствия. Точность измерений определяется величиной X = JP2(X)Z(X)CJX, где X — длина волны нейтронов.
