Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)

37 192 0
  • Loading ...
1/37 trang

Thông tin tài liệu

Ngày đăng: 16/12/2016, 14:54

Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ) U Ƣ N Ọ Ọ Ự - VŨ TÁN X H T NHÂN CỦ Ị THU TRANG Á Ơ P Â ỰC TRÊN MẶT ỀU KIỆN TINH THỂ CÁC H T NHÂN PHÂN CỰ PHẢN X V Ọ ăm 2011 ẢM Ơ Trước hết em xin bày tỏ lòng biết ơn chân thành sâu sắc tới thầy giáo, P S.TS Nguyễn ình Dũng ảm ơn thầy hướng dẫn, bảo em nhiệt tình suốt trình học tập môn học trình em thực luận văn ua đây, em xin gửi lời cảm ơn đến thầy tổ vật lý lý thuyết vật lý toán, thầy khoa Vật Lý, ban chủ nhiệm khoa Vật lý trường ại học khoa học tự nhiên quan tâm tạo điều kiện giúp đỡ em thời gian làm khóa luận suốt trình học tập, rèn luyện trường uối em xin bày tỏ lòng cảm ơn đến bạn tập thể lớp ao học 2009- 2011 gia đình em đóng góp ý kiến quý báu tạo điều kiện giúp em thực luận văn Nội, ngày 26 tháng 10 năm 2011 ọc viên: Vũ hị hu rang MỤC LỤC Mở đầu: hƣơng - Lý thuyết tán xạ nơtron chậm tinh thể 1.1 sở lý thuyết tán xạ nơtron chậm tinh thể 1.2 Thế tương tác nơtron chậm tinh thể 1.2.1 Yếu tố ma trận tương tác hạt nhân 1.2.2 Yếu tố ma trận tương tác từ hƣơng - Tiến động hạt nhân spin nơtron môi trƣờng phân cực 10 2.1 Tính góc tiến động phương pháp toán tử 10 2.2 Tính góc tiến động phương pháp hàm sóng 12 2.3 Sử dụng bảo toàn lượng để tính góc tiến động 15 hƣơng - Phản xạ gƣơng nơtron phân cực mặt biên gồ ghề chân không vật chất hạt nhân phân cực 17 3.1 Ảnh hưởng gồ ghề mặt biên “chân không – vật chất” hạt nhân phân cực lên phản xạ gương nơtron phân cực 17 3.2 Véctơ phân cực nơtron phản xạ gương mặt biên gồ ghề chân không vật chất hạt nhân phân cực 22 hƣơng - Tán xạ hạt nhân nơtron phân cực mặt tinh thể hạt nhân phân cực điều kiện phản xạ 25 4.1 Tiết diện hiệu dụng tán xạ không đàn hồi nơtron tinh thể hạt nhân phân cực 25 4.2 Tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng nơtron trường hợp phản xạ toàn phần 30 Kết luận: 32 Tài liệu tham khảo 33 MỞ ẦU Trong năm gần đây, tán xạ nơtron chậm sử dụng rộng rãi để nghiên cứu vật lý chất đông đặc ác nơtron chậm công cụ độc đáo việc nghiên cứu động học nguyên tử vật chất cấu trúc từ chúng [14,15,19,20,21] Hiện nay, để nghiên cứu cấu trúc tinh thể, đặc biệt cấu trúc từ tinh thể, phương pháp quang nơtron sử dụng rộng rãi húng ta dùng chùm nơtron chậm phân cực bắn vào bia (năng lượng cỡ MeV không đủ để tạo trình sinh hủy hạt ) Nhờ nơtron tính trung hòa điện, đồng thời môment lưỡng cực điện vô nhỏ (gần 0) nên nơtron không tham gia tương tác điện dẫn đến độ xuyên sâu chùm nơtron vào tinh thể lớn, tranh giao thoa sóng tán xạ cho ta thông tin cấu trúc tinh thể cấu trúc từ bia iều giúp ta hiểu rõ tiến động spin nơtron bia hạt nhân phân cực [2,9,17,18,25] Các nghiên cứu tính toán tán xạ phi đàn hồi nơtron phân cực tinh thể phân cực cho phép nhận thông tin quan trọng tiết diện tán xạ nơtron chậm tinh thể phân cực, hàm tương quan spin hạt nhân [11,12,13,25] Ngoài vấn đề nhiễu xạ bề mặt nơtron tinh thể phân cực đặt trường biến thiên tuần hoàn thay đổi phân cực nơtron tinh thể nghiên cứu [9,11,13] Trong luận văn này, nghiên cứu: Tán xạ hạt nhân nơtron phân cực mặt tinh thể hạt nhân phân cực điều kiện phản xạ Một phần kết luận văn báo cáo hội nghị vật lý lý thuyết toàn quốc lần thứ 36 tổ chức thành phố uy Nhơn tháng năm 2011 Nội dung luận văn trình bày chương: hƣơng - Lý thuyết tán xạ nơtron chậm tinh thể hƣơng - Tiến động hạt nhân spin nơtron môi trƣờng phân cực hƣơng - Phản xạ gƣơng nơtron phân cực mặt biên gồ ghề chân không vật chất hạt nhân phân cực hƣơng - Tán xạ hạt nhân nơtron phân cực mặt tinh thể hạt nhân phân cực điều kiện phản xạ ƢƠ – LÝ THUYẾT TÁN X CỦ Ơ CH M TRONG TINH THỂ 1.1 sở lý thuyết tán xạ nơtron chậm tinh thể Trong trường hợp bia tán xạ cấu tạo từ số lớn hạt (ví dụ tinh thể), để tính toán tiết diện tán xạ cách thuận tiện ta đưa vào lý thuyết hình thức luận thời gian Giả sử ban đầu bia mô tả hàm sóng n , hàm riêng toán tử Hamilton bia H n =En n (1.1.1) Sau tương tác với nơtron chuyển sang trạng thái n ' òn nơtron thay đổi xung lượng spin Giả sử ban đầu trạng thái nơtron mô tả hàm sóng p Ta xác định xác suất mà nơtron sau tương tác với hạt nhân bia chuyển sang trạng thái p ' hạt bia chuyển sang trạng thái n' Xác suất Wn‟p‟|np trình tính theo lý thuyết nhiễu loạn gần bậc : Wn ' p '|np  2 n ' p ' V np   En  E p  En '  E p '  (1.1.2) Trong đó: V toán tử tương tác nơtron với hạt nhân bia En , E p , En ' , E p ' lượng tương ứng hạt bia nơtron trước sau tán xạ   En  E p  En '  E p '  - hàm delta Dirac   En  E p  En '  E p '   2  e   i  En  E p  En '  E p ' t dt (1.1.3) Chúng ta quan tâm tới xác suất toàn phần Wp‟|p trình nơtron sau tương tác với bia chuyển sang trạng thái p ; nhận cách tổng hóa xác suất Wn‟p‟|np theo trạng thái cuối bia lấy trung bình theo trạng thái đầu Bởi bia không trạng thái cố định ta phải tổng quát hóa trường hợp trạng thái hỗn tạp với xác suất trạng thái n  n Theo ta có: Wp '| p  2  n n ' p ' V np   En  E p  En '  E p '  nn '  2  n n ' Vp ' p n   En  E p  En '  E p '  (1.1.4) nn ' Ở đưa vào kí hiệu hỗn hợp yếu tố ma trận n ' p ' V np  n ' Vp ' p n (1.1.5) Như yếu tố ma trận toán tử tương tác nơtron với hạt bia lấy theo trạng thái nơtron Vp‟p toán tử tương biến số hạt bia Thay phương trình (1.1.3) vào (1.1.4) ta được: Wp '| p   e i  E p '  E p t  dt  nn ' n ' Vp ' p n * i n ' Vp ' p n e  En '  En t (1.1.6) nn ' En, En‟ trị riêng toán tử Hamilton H với hàm riêng n , n ' , từ ta viết lại biểu diễn Heisenberg: i n ' Vp ' p n e i Ở đây: Vp ' p  t   e Vp ' p e Ht i  Ht  En '  En t  n ' Vp ' p  t  n (1.1.7) biểu diễn Heisenberg toán tử Vp‟p với toán tử Hamilton Thay (1.1.7) vào (1.1.6), ý trường hợp ta không quan tâm tới khác hạt bia trước hạt bia sau tương tác, công thức lấy tổng theo n‟, n vết chúng viết lại: Wp '| p   e i  E p '  E p t   nn '   dt  nn ' n ' Vp' pVp ' p  t  n i dte  E p '  E p t Sp Vp' pVp ' p  t  (1.1.8)  Ở biểu thức cuối, biểu thức dấu vết chứa toán tử thống kê bia  , phần tử đường chéo ma trận xác suất  n Theo qui luật phân bố Gibbs hạt bia nằm trạng thái cân nhiệt động ta hàm phân bố trạng thái là: e  H  Sp e  H  k zT Với:   k z - số Boltmann T - Nhiệt độ Giá trị trung bình thống kê đại lượng Vật lý tính theo hàm phân bố là: A   n A  n Sp e  H A (1.1.9) Sp e  H  Kết hợp (1.1.8) (1.1.9) ta được: Wp '| p    dte i  E p '  E p t Sp Vp' pVp ' p  t        i dte  E p '  E p t    H   E p '  E p t Sp e Vp ' pVp ' p  t   i dte  Sp e  H  Vp' pVp ' p  t  (1.1.10)  Nếu chuẩn hóa hàm sóng nơtron hàm đơn vị ( hàm  ) tiết diện tán xạ hiệu dụng tính đơn vị góc cầu khoảng đơn vị lượng d 2 , liên quan tới xác suất biểu thức sau: d dE d 2 m2 p ' m2  W  p '| p d dE p '  2 3 p  2   i  E p '  E p t  p' dte Vp ' pVp ' p  t   p  (1.1.11) Gạch đầu trung bình theo trạng thái spin nơtron chùm nơtron ban đầu tổng hóa trạng theo trạng thái spin chùm tán xạ m - khối lượng nơtron Trong công thức (1.1.11) đưa vào toán tử mật độ spin nơtron tới  sử dụng công thức: L  Sp  L (1.1.12) Do dạng tường minh công thức (1.1.11) viết lại là: d 2 m2  d dE p '  2 3  i  E p '  E p t p' dte Sp  Vp' pVp ' p  t   p  (1.1.13) Trong đó:  - ma trận mật độ spin nơtron 1.2 Thế tƣơng tác nơtron chậm tinh thể Tán xạ nơtron chậm vào mạng tinh thể chịu tác động tương tác hạt nhân tương tác từ 1.2.1 Yếu tố ma trận tương tác hạt nhân Ta xây dựng hạt nhân nơtron hạt nhân bia dạng sau: V (rn)   (rn  R) Trong   A  B(sJ ) (1.2.1) (1.2.2) rn - vị trí nơtron R - Vị trí hạt nhân A, B - số J - Spin hạt nhân s - Spin nơtron Do tương tác nơtron với hạt nhân thứ l là: Vl (rn )   (rn  Rl ) (1.2.3) Lấy tổng công thức (1.2.3) theo l từ đến số hạt nhân bia ta tìm tương tác nơtron với toàn bia: N Vp ' p    l eiqRl (1.2.4) l 1 Các yếu tố ma trận V p ' p thuộc toán tử tương tác hạt nhân V từ xung lượng p đến p ' ghi nhận sở (1.2.3) dạng:    Vp' p   Al  Bl sJ l eiq Rl l (1.2.5) Trong q  p  p ' : Véctơ tán xạ nơtron 1.2.2 Yếu tố ma trận tương tác từ Tương tác từ nơtron mạng tinh thể xuất điện tử tự chuyển động Và thân nơtron mômen từ sinh Thế đặc trưng cho tương tác cho biểu thức [21] 4 iqR  r0  Fj (q )e j S j , s  (es )e m j  Vp ' p  (1.2.6) Trong đó: r0  e2 : véctơ bán kính điện từ electron m0 c m - khối lượng nơtron   1.913 - độ lớn mômen từ hóa manhêton Bohr hạt nhân S j - Spin nguyên tử thứ j Rl - véctơ tọa độ vị trí hạt nhân thứ l q  p  p ' - véctơ tán xạ nơtron e q - véctơ tán xạ đơn vị q s - spin nơtron tới Biểu thức Fj (q )   Zj * j  eiqr s S j   S S j zj j  d  1 j j Với S j   s toán tử spin nguyên tử thứ j  (1.2.7) Ở d - biên độ đặc trưng gồ ghề Thay 1 ( x ') vào (3.1.11) tính tích phân ta nhận :   x '2 2iB0 2m d02 A  A0   e dx '  k x 0 i 0 B0 d0 2 2m  A0  k x  A0  i8 2 k x 0 md0 (k x  k x )2 (3.1.12) Như cường độ sóng phản xạ xác định biểu thức sau : J   A0 2 A0 k x 0 md0  16 Im (k x  k x )2 (3.1.13) Bây đánh giá số hạng xung vào cường độ sóng phản xạ gần góc tới hạn đặc trưng gồ ghề bề mặt biên ể làm điều chọn k   109 cm 1 góc trượt nơtron   0,10 Trong trường hợp  0 V0 2  f (0) , m k x  106 cm 1 Theo kết [18]  - mật độ hạt nhân, f(0) – biên độ tán xạ phía trước nơtron Nếu chọn  ~ 10 22 cm 3 , f (0) 10 12 cm, d0 16 2 A0 k x 0 md0 (k x  k x )2 107 cm : 102  101 Như thấy phần đóng góp bổ sung vào cường độ sóng phản xạ nơtron đặc trưng cho gồ ghề bề mặt biên không nhỏ d0 nhỏ 107 cm 3.2 Vectơ phân cực nơtron phản xạ gƣơng mặt biên gồ ghề chân không vật chất hạt nhân phân cực Ta xét ảnh hưởng gồ ghề mặt biên tới trạng thái vectơ phân cực nơtron phản xạ Véctơ phân cực nơtron phản xạ xác định công thức : P  px   px (3.2.1)  px  px Giả sử nơtron tiến đến bia vectơ phân cực hướng theo góc hướng vectơ phân cực hạt nhân bia P N Trạng thái nơtron xem tổ hợp hai trạng thái phân cực, phân cực theo vectơ phân cực hạt nhân bia PN phân cực theo hướng ngược lại Hàm sóng mô tả trạng thái spin nơtron tới : 1  0  s  c1    c2   0 1 z 2 Trong c1 c2 cho ta xác suất tìm thấy nơtron trạng thái spin S z  2 S z   Ta xem xét hàm sóng phản xạ nơtron dạng sau :  px  e ik // r //         A  i8 2 k x m 0 d0   c1    A  i8 2 k x m 0 d0     eikx x 2   k   k      0 k   k    c2   x x x x           (3.2.2) ặt :   i8 2 k x m 0 k  x  k x  2   i8 2 k x m 0 k  x  k x  2 Thay vào (3.2.2) ta viết sóng phản xạ sau :  px  ei k // r //  c1  A0   c1  A0  d0   ikx x e  d0   (3.2.3) Thay (3.2.3) vào (3.2.1) lưu ý ma trận Pauli :  i  1 1   ;  y   i  ;  z   1 0     0 x   1 Ta : Px   px  x  px  px  px 0 1  px 1 0  px  x  px   px    eik r  c1*  A0*  *d0  , c2*  A0*  ik  0  *d  eikx x  e 1 0  r  c1  A0   c2  A0  c1*  A0*  *d0  , c2*  A0* c A  *d0   0  c1  A0  d0     d0    c1*  A0*  *d0  c2  A0  d0   c2*  A0*  *d0  c1  A0    d0   ikx x e  d0    d0  Bỏ qua số hạng chứa d , ta :  px  x  px  c1*c2  A0* A0   *d0 A0  A0* d0   c1c2*  A0* A0   d0 A0  * A0* d0   Re c1*c2  A0* A0   *d0 A0  A0* d0   px  px   px  px  ei k r  c  A * * 0  *d0  , c2*  A0*    *d0  eikx x ei k r  c1  A0   c1  A0  d0   ikx x e  d0    c1*c1  A0* A0   *d0 A0  A0* d0   c2*c2  A0* A0  *d0 A0 d0 A0*      2 2  c1  A0  Re A0* d0   c2  A0  Re A0* d0      Vậy :   Re c1*c2  A0* A0   * A0   A0* d0  Px  2 2 c1  A0  Re A0* d0   c2  A0  Re A0* d0          (3.2.4) Tính toán tương tự cho Py , Pz (bỏ qua số hạng chứa d 02 ), ta : Py   px  y  px  px  px   Im c1*c2  A0* A0   * A0   A0* d0   2 2 c1  A0  Re A0* d0   c2  A0  Re A0* d0          (3.2.5) Pz   px  z  px  px  px         2 2 c1  A0  Re A0* d0   c2  A0  Re A0* d0      2 2 c1  A0  Re A0* d0   c2  A0  Re A0* d0      (3.2.6) Từ biểu thức nêu trên, ta thấy trạng thái phân cực nơtron phản xạ phụ thuộc vào độ dày d lớp chuyển tiếp bề mặt gồ ghề iều cho phép ta dựa vào kết thực nghệm đo vectơ phân cực nơtron phản xạ để nghiên cứu trạng thái gồ ghề bề mặt vật chất ƢƠ – TÁN X H T NHÂN CỦ Á Ơ PHÂN CỰC TRÊN MẶT TINH THỂ CÁC H T NHÂN PHÂN CỰC ỀU KIỆN PHẢN X 4.1 Tiết diện hiệu dụng tán xạ không đàn hồi nơtron tinh thể hạt nhân phân cực húng ta xem xét tán xạ không đàn hồi nơtron phân cực tinh thể hạt nhân phân cực phản xạ khúc xạ Giả sử chùm nơtron tiến tới tinh thể hạt nhân phân cực, đặt nửa không gian x > mặt tinh thể trùng với mặt phẳng yoz Như biết, tinh thể phân cực tác động lên chùm nơtron từ trường tổng cộng : nuc G eff  B  H eff nuc H eff giả từ trường hiệu dụng hạt nhân [15] Theo giả thuyết nửa không gian x > 0, tinh thể hạt nhân phân cực từ trường hiệu dụng đồng G eff ( x) dạng ,x 0 0 , x  Geff x  Geff y  0; Geff z  Geff  ( x) ,  ( x)   Quá trình tán xạ phi đàn hồi nơtron phân cực tinh thể hạt nhân phân cực xác định Hamilton [22,25] : H = H  H k  W1  W2 Ở H   2 2m H k : Hamilton tinh thể- bia tán xạ W1  V0 ( x)   G eff ( x) : V0 : Thế hạt nhân hiệu dụng không phụ thuộc vào spin  : Moment từ nơtron (4.1.1)  tương ứng với thành phần  x ,  y ,  z ma trận Pauli Số hạng thứ W1 mô tả tương tác nơtron với từ trường hiệu dụng     W2    Al  Bl  J l  J l  r  Rl : Mô tả phần thể nhỏ tương tác nơtron với   l hạt nhân r , R l : véc tơ vị trí nơtron, hạt nhân J :Toán tử spin hạt nhân Sử dụng phương pháp sóng méo ta tính yếu tố ma trận chuyển Tk ' k trình tán xạ trên: Theo [3,25]: Tk ' k  k( ' ) W2 k(  ) (4.1.2) Ở đó, k( ' ) k(  ) nghiệm phương trình Schrodinger sau:  2    2m   V0 ( x)   z Geffz ( x)  k  EKk   (4.1.3) Với tiệm cận vô dạng sóng phân kỳ sóng hội tụ Biểu diễn  k dạng: k  eik r k ( x)  // // 1  (4.1.4) 0   C1    C2   0 1  hàm sóng spin riêng nơtron k|| r|| - thành phần vectơ sóng véctơ vị trí nơtron song song với bề mặt tinh thể: ặt (4.1.12) vào (4.1.11) ta phương trình schordinger k ( x) : 2m  V0  xk  ( x)  k x2      Geff  ( x)  k  ( x)  (4.1.5) 2mE đó, k x  2 E  Ek  k||2 2m  Ký hiệu k x    x0 Chúng ta nhận nghiệm phương trình (4.1.5) theo nghiệm phương trình (4.1.3) dạng sau: k   ik || r|| e    ik || r|| e  A   ikx x  c1    ik x x  c1   ik x x   e    A e    A e   0   c2    c2    ikx x  c1  ik x x     B e    B e    0   c2    x0 x0 k x  k x : Biên độ sóng phản xạ nơtron k x  k x 2k x B   : Biên độ sóng khúc xạ nơtron k x  k x Nhờ ma trận Pauli  biểu diễn (4.1.6) dạng: k  ei k || r||   i k || r e ||    1 I  M    ,  1 I  N      x0 1 0  0 1 Ở đó, M  (0, 0, 2 ) ; I   1   2eik x   A  A  eik x  2  x  x 2   A  A  eik x   x 2  N  (0, 0,  ) 1   B eik x  Beik x  2  x  x  x0  (4.1.6)    B eik 2  x x  Beikx x    Bây tính tích phân (4.1.2)     '  '  ' ' '     dx  1 I  M     Al  B l  J l  J l  r  R l  1I  M     l    Tk ' k   d r ||e ' iQ r || ||      ' '      dx'  '  1' I  N     Al  Bl  J l  J l  r  Rl   1I  N        l      ' T k ' k  ' Và Q||  k ||  k ||  (Qy , Qz ) Thu  T k ' k    AT I  BlT1l  J l  J l  l 1l l   AT  l 2l z  BlT2l   J lz  J lz  I  Ở đó:        dx     r  R       r  R      ' ' dx' 1' r  Rl 1  2' r  Rl 2      T1l   d r ||e ' iQ r || ||  ' ' =e  iQ|| Rl|| ' l ' ' l '   ' i ( kx' kx ) Rlx B B e  B' Bei ( kx kx ) Rlx   2        dx     r  R       r  R      T2l   d r ||e ' iQ|| r||  ' iQ // Rl// =e ' ' dx ' 1' r  Rl 2  2' r  Rl 1      ' ' l ' ' l '   ' i ( kx' kx ) Rlx B B e  B' Bei ( kx kx ) Rlx   2 Vì I       T     k 'k    T k ' k (t )   Sp  T k ' k T k ' k (t ) (4.1.7) ể tìm tiết diện tán xạ hiệu dụng nơtron phân cực cần tính vết sau:    1  Sp  I  p0  nuc T k ' k T k ' k (t )  2  Ở tính tiết diện hiệu dụng nơtron tinh thể sắt từ hạt nhân phân cực Nếu tinh thể từ hóa dọc theo trục z số hạng cho đóng góp vào tiết diện tán xạ không đàn hồi tỉ lệ với hàm tương quan spin sau l 'x (0)  J l ' x (0)  , J ly (0)  J ly (0)  J l'y (0)  J l ' y (0)  l'y (0)  J l ' y (0)  , J ly (0)  J ly (0)  J l'x (0)  J l ' x (0)  J lx (0)  J lx (0)  J J lx (0)  J lx (0)  J Theo [14] mẫu Heisenberg tinh thể sắt từ đóng góp J lx (0)  J lx (0)  J l'y (0)  J l ' y (0)  , J ly (0)  J ly (0)  J lx (0)  J lx (0)  J l'x (0)  J l ' x (0)  Sẽ biến J ly (0)  J ly (0)  J l'y (0)  J l ' y (0)  = J l 'x (0)  J l ' x (0)  Sử dụng biểu thức nhận biểu thức tiết diện tán xạ phi đàn hồi nơtron phân cực: d 2 m2  d dEk '  2 3   Al Al ' T1l T1l '  T2lT2l '   P0 z Re  Al Al 'T1l T2l '  i  Ek '  Ek t k'    dte   k  ll '  2 Bl Bl 'T1l T1l '  J lx (0)  J lx (0)  J l ' x (t )  J l ' x (t )     (4.1.8)   Tiết diện tán xạ nơtron mặt tinh thể hạt nhân phân cực chứa thông tin quan trọng hàm tương quan spin hạt nhân nằm mặt tinh thể 4.2 Tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng nơtron trƣờng hợp phản xạ toàn phần húng ta xem xét cụ thể kết thu mục trước điều kiện phản xạ toàn phần nơtron bề mặt tinh thể phân cực Trong trường hợp góc nhỏ góc tới hạn phản xạ toàn phần    eikx x  eikx n x  eikx  x (4.2.1) Ở   Im n  - phần ảo hệ số khúc xạ nơtron góc phản xạ toàn phần Tương ứng với  2m 2 k x    E  V0  Geff     2m 2m  2 =  k x2  V0  Geff      k x 1   2mV0  k sin ( ) 2 x 2mGeff   k sin ( )  2 x 2 Trong trường hợp phản xạ toàn phần   biểu thức sau:     Im 1   2mV0  2 k x sin ( ) 2mGeff 2  2 k x sin ( )  (4.2.2) Từ (4.2.2) nhận thấy   phụ thuộc vào giá trị V0 Geff Theo [15]: V0 2  f (0) m Ở  mật độ hạt nhân f(0) – biên độ tán xạ phía trước Chúng ta chọn k   109 cm1 , Geff  3.104 Gauss ,   1022 cm3 , f(0)  1012 cm Với tham số toihan  103 rad Như   toihan , độ sâu tắt dần nơtron tinh thể là: l  k   x   Im 1   2mV0  2 k x sin ( ) 2mGeff  2 k x sin ( )   106 cm (4.2.3) Như trường hợp phản xạ toàn phần hàm sóng nơtron nhanh chóng tắt dần lớp mỏng tinh thể ể cho tranh chọn trên, trường hợp phản xạ toàn phần, tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng tán xạ phi đàn hồi nơtron biểu diễn dạng: d 2 = d dEk '  m2  2    Al Al 't1l t1l '  P0 z Re  Al Al 't1l t1l '  i  Ek '  Ek t k'    dte   k  ll '  2 Bl Bl 't1l t1l '  J lx (0)  J lx (0)  J l ' x (t )  J l ' x (t )  Ở đó: t1l  t2l  ' iQ|| Rl|| i ( kx' ' kx  ) Rlx B B e e ' hàm  ei ( kx  'kx  ) e  iQ|| R jx nhanh chóng tắt dần vào tinh thể, đưa kết luận quan trọng tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng nơtron trường hợp phản xạ toàn phần chứa thông tin quan trọng hàm tương quan spin hạt nhân bề mặt tinh thể Như việc nghiên cứu tiết diện tán xạ cho phép nghiên cứu động học hạt nhân bề mặt tinh thể      Ế Trong luận văn này, thu kết sau:  ã nghiên cứu tổng quan lý thuyết tán xạ nơtron chậm tinh thể  ã nghiên cứu tiến động hạt nhân spin nơtron phân cực vào môi trường phân cực phương pháp tính góc tiến động  Nghiên cứu ảnh hưởng gồ ghề mặt biên chân không- vật chất hạt nhân phân cực lên phản xạ gương nơtron phân cực, tính véctơ phân cực nơtron phản xạ gương mặt biên gồ ghề chân không- vật chất  ã tính tiết diện hiệu dụng tán xạ không đàn hồi nơtron tinh thể hạt nhân phân cực trường hợp phản xạ toàn phần Tiết diện chứa thông tin quan trọng hàm tương quan spin hạt nhân nằm bề mặt tinh thể  Kết luận văn trình bày hội nghị Vật lý lý thuyết toàn quốc tổ chức thành phố uy Nhơn tháng năm 2011 À Ệ M Ả TIẾNG VIỆT Nguyễn uang Báu, Bùi ằng oan, Nguyễn Văn ùng, (2004), Vật lý thống kê, Nhà xuất ại Học Quốc Gia Hà Nội Nguyễn ình Dũng “ Sự tiến động spin nơtron tinh thể hạt nhân phân cực đặt từ trường biến thiên tuần hoàn ”, Tạp chí KHĐHQG Hà Nội, 1997, t.XIII, N03, Tr.10-14 Nguyễn Xuân Hãn, ( 1998), học lượng tử , Nhà xuất ại Học Quốc Gia Hà Nội Nguyễn Thị Hoa (2005), Tiến động hạt nhân nơtron, khoá luận tốt nghiệp chuyên ngành vật lý lý thuyết vật lý toán, ại học khoa học tự nhiên, ại Học Quốc Gia Hà Nội Nguyễn Văn ùng, (2000), Vật lý chất rắn, Nhà xuất ại Học Quốc Gia Hà Nội Nguyễn Văn ùng (2005), Điện Động Lực Học, Nhà xuất ại Học Quốc Gia Hà Nội Lê Văn Trực, Nguyễn Văn Thoả, (2005), Phương pháp toán cho vật lý , Nhà xuất ại Học Quốc Gia Hà Nội Lê Văn Tuyền (2005), Phản xạ gương nơtron tinh thể với hạt nhân phân cực, khoá luận tốt nghiệp chuyên ngành vật lý lý thuyết vật lý toán, ại học khoa học tự nhiên, ại Học Quốc Gia Hà Nội TIẾNG ANH : Do Thi Van Anh, Nguyen Van Tu, Nguyen Dinh Dung, Tatal diffraction reflection of polarized neutrons by polarized crystal placed in periodical variable magnetic field, Science Conference on Physics, Ha Noi university of science, Ha Noi- 2008 10 Beteman B., ole (1961), “ Dynamical Diffraction of X-Ray by perfect crystals” Rev.Mod.Phys., V.36,N.3, P.681-717 11 Nguyen Dinh Dung, (1992), “ Nuclear scattering of polarized neutrons by crystal with polarized nucleus in presence of surface diffraction”, TP, Trieste, IC/92/335 12 Nguyen Dinh Dung,(1994), “Surface diffraction of neutrons by polarized crystals placed in periodical variable magnetic field”, Proceeding of NCST of Vietnam, Vol.6, No.2, P.41-45 13 Nguyen Dinh Dung, Nguyen Van Tu, Do Thi Van Anh, Nuclear scattering of neutron when there is the surface diffraction on polarized crystal placed in periodical variable magnetic field, Annual National Conference on Theoretical Physics 33nd, Da Nang - 2008 14 Mazur P and Mills D.L (1982 ), “ nelasticscattering of neutrons by surface spin waves on ferromagnets”.Phys.Rev.B., V26, N.9, P.5175-5186 TIẾNG NGA 15 Барышевский В Г., „„Ядерная оптика поляризованных сред‟‟ Ми:Изд БГУ, 1976.-144 С 16 Барышевснй В Г., Каналирование, '' изучение и реакцни в кристаллах при высоки знергиеях''.-Мн: изд.Б гу им В И Ленина, 1982, -255с 17 Барышевснй В Г., ''Многчастотная прецессия спина нейтрона в однородом маганитом поле''.// Письма в ЖЭТФ.-1981.-Т.33.-В -C 78-81 18 Барышевснй В Г., Черепица С В '' Явление прецессии нейтронов и спиновых дихроизм немаганитных неполяризованных кристаллов''.// Вестник АН БССР.-1985.- Сер Физ.мат наук.-з.-с.116-118 19 Гуреви И.И , Тарасов Л В ''Физика Нейтронов низких энергий'' -М: Наука, 1965.-607 с 20 Изюмов Ю А „„Теория рассеяние медленных нейтронов в магнитных кристаллах‟‟ // УФН.-1963 - Т 80 В , С41 - 92 21 Изюмов Ю.А., Озеров Р П., „„магнитная нейтронография‟‟- M : Наука ,1966.- 532с 22 Нъютон Р ''Теопия рассеяния волн и частиц'' -М: Мир, 1969, -607с 23 Сликтер И ''Основы тоерии магнитного резонананса''.- М: Мир, 1981, 156 с 24 Турчин В Ф ''Медленные нейтроны''.-М: Атомиздат, 1963, - 372 с 25 Нгуен Динь Зунг., ''диссертация на соискание ученой степени кандидатан физико''- математитеских наук Удк 539 121 7-Минск- 1987 [...]... dụng của tán xạ không đàn hồi của các nơtron trên tinh thể các hạt nhân phân cực húng ta đi xem xét tán xạ không đàn hồi của các nơtron phân cực trong tinh thể các hạt nhân phân cực khi phản xạ và khúc xạ Giả sử chùm nơtron tiến tới tinh thể các hạt nhân phân cực, được đặt ở nửa không gian x > 0 và mặt của tinh thể đó trùng với mặt phẳng yoz Như chúng ta đã biết, trong tinh thể phân cực. .. diện tán xạ của các nơtron trên mặt tinh thể các hạt nhân phân cực chứa thông tin quan trọng về các hàm tương quan của các spin của các hạt nhân nằm trên mặt tinh thể 4.2 Tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng của các nơtron trong trƣờng hợp phản xạ toàn phần húng ta đi xem xét cụ thể các kết quả đã thu được ở mục trước trong điều kiện khi phản xạ toàn phần của các nơtron trên bề mặt của tinh thể phân. .. lý thuyết tán xạ của nơtron chậm trong tinh thể  ã nghiên cứu sự tiến động hạt nhân của spin của các nơtron phân cực khi nó đi vào trong môi trường phân cựccác phương pháp tính góc tiến động  Nghiên cứu ảnh hưởng của sự gồ ghề của mặt biên chân không- vật chất các hạt nhân phân cực lên phản xạ gương của các nơtron phân cực, và tính được véctơ phân cực của nơtron phản xạ gương trên mặt biên...   (3.2.6) Từ các biểu thức nêu trên, ta thấy trạng thái phân cực của nơtron phản xạ cũng phụ thuộc vào độ dày d 0 của lớp chuyển tiếp ở bề mặt gồ ghề iều này cho phép ta dựa vào các kết quả thực nghệm đo vectơ phân cực của nơtron phản xạ để nghiên cứu trạng thái gồ ghề của bề mặt vật chất ƢƠ 4 – TÁN X H T NHÂN CỦ Á Ơ PHÂN CỰC TRÊN MẶT TINH THỂ CÁC H T NHÂN PHÂN CỰC ỀU KIỆN PHẢN X 4.1 Tiết... tinh thể, chúng ta thể đưa ra kết luận quan trọng rằng tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng của các nơtron trong trường hợp phản xạ toàn phần chứa thông tin quan trọng về các hàm tương quan của các spin của các hạt nhân bề mặt tinh thể Như vậy việc nghiên cứu tiết diện tán xạ trên cho phép chúng ta nghiên cứu động học của các hạt nhân của bề mặt tinh thể      Ế Trong luận văn này, chúng tôi... phân cực của nơtron phản xạ gƣơng trên mặt biên gồ ghề giữa chân không và vật chất các hạt nhân phân cực Ta xét ảnh hưởng của sự gồ ghề của mặt biên tới trạng thái của vectơ phân cực của nơtron phản xạ Véctơ phân cực của nơtron phản xạ được xác định bởi công thức : P  px   px (3.2.1)  px  px Giả sử rằng các nơtron tiến đến bia các vectơ phân cực hướng theo một góc nào đó đối với hướng của vectơ... hiệu các biên độ tán xạ của sóng kết hợp tương ứng và khác 0 chỉ trong bia phân cực Như vậy, trong hạt nhân bia phân cực, nơtron 2 hệ số khúc xạ Xét trường hợp nơtron véctơ phân cực tạo thành một góc tương đối với hướng của véctơ phân cực hạt nhân Chọn một hướng của p tạo thành một góc tương đối với trục z Véctơ phân cực của hạt nhân bia phương vuông góc với bề mặt àm sóng sở dạng:  (r... biên gồ ghề giữa chân không- vật chất  ã tính được tiết diện hiệu dụng của tán xạ không đàn hồi của các nơtron trên tinh thể các hạt nhân phân cực trong trường hợp phản xạ toàn phần Tiết diện này chứa thông tin quan trọng về các hàm tương quan của spin của các hạt nhân nằm trên bề mặt của tinh thể  Kết quả chính của luận văn đã được trình bày tại hội nghị Vật lý lý thuyết toàn quốc tổ chức tại... (t ) Trong đó H eff (t )  2  I p(t ) m 2 Như vậy, năng lượng tương tác spin trong từ trường hiệu dụng là : V   G   ( B(t )  H eff (t )) (2.3.5) ƢƠ 3 – PHẢN X GƢƠ Ủ Á Ơ PHÂN CỰC TRÊN MẶT BIÊN GỒ GHỀ GIỮA “CHÂN KHÔNG – V T CHẤ ” CÁC H T NHÂN PHÂN CỰC 3.1 Ảnh hƣởng của sự gồ ghề mặt biên “chân không – vật chất” các hạt nhân phân cực lên phản xạ gƣơng của các nơtron phân cực Phản xạ gương... dần của nơtron trong tinh thể là: l  1 k   x 1   Im 1   2mV0  2 2 k x sin 2 ( ) 2mGeff  2 2 k x sin 2 ( )  1 2  106 cm (4.2.3) Như vậy trong trường hợp phản xạ toàn phần hàm sóng của nơtron đã nhanh chóng tắt dần ở một lớp mỏng của tinh thể ể cho bức tranh chọn như trên, trong trường hợp phản xạ toàn phần, tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng của tán xạ phi đàn hồi của nơtron ... hƣơng - Tán xạ hạt nhân nơtron phân cực mặt tinh thể có hạt nhân phân cực điều kiện có phản xạ ƢƠ – LÝ THUYẾT TÁN X CỦ Ơ CH M TRONG TINH THỂ 1.1 sở lý thuyết tán xạ nơtron chậm tinh thể Trong trường... bề mặt vật chất ƢƠ – TÁN X H T NHÂN CỦ Á Ơ PHÂN CỰC TRÊN MẶT TINH THỂ CÓ CÁC H T NHÂN PHÂN CỰC ỀU KIỆN CÓ PHẢN X 4.1 Tiết diện hiệu dụng tán xạ không đàn hồi nơtron tinh thể có hạt nhân phân cực. .. xem xét tán xạ không đàn hồi nơtron phân cực tinh thể có hạt nhân phân cực có phản xạ khúc xạ Giả sử chùm nơtron tiến tới tinh thể có hạt nhân phân cực, đặt nửa không gian x > mặt tinh thể trùng
- Xem thêm -

Xem thêm: Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ), Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ), Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực trong điều kiện có phản xạ (luận văn thạc sĩ)

Từ khóa liên quan

Gợi ý tài liệu liên quan cho bạn

Nhận lời giải ngay chưa đến 10 phút Đăng bài tập ngay