Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Оптическая анизотропия поляризованных сред II
1. Тензор диэлектрической проницаемости поляризован ного вещества II
2. Влияние сверхтонкого расщепления ядерных уровней на оптическую анизотропию поляризованной среды в гамма-диапазоне 16
3. Ковариантное описание оптической анизотропии поля ризованной среды в гамма-диапазоне 27
ГЛАВА II. Зеркальное отражение гамма-квантов от поляризованной ядерной мишени с учетом переходного слоя, 41
ГЛАВА III. Р- и Т-неинвариангные процессы ша взаимодействии y -квантов с поляризованными ядрами 5?
I. Определение тока, индуцированного Т-квантами в среде 53
2. Мультипольное разложение матричных элементов оператора плотности тока в электромагнитных переходах в ядрах 63
3. Эффекты нарушения Р- и Т-инвариантности при электромагнитных переходах в ядрах 78
4. Тензор диэлектрической проницаемости ядерной поля ризованной мишени при нарушении Р- и Т-неинвари-антности 85
5. Поворот плоскости поляризации Т-квантов, обусловленный нарушением Р- и Т-инвариантности 103
Заключение 109
Литература
- Влияние сверхтонкого расщепления ядерных уровней на оптическую анизотропию поляризованной среды в гамма-диапазоне
- Ковариантное описание оптической анизотропии поля ризованной среды в гамма-диапазоне
- Мультипольное разложение матричных элементов оператора плотности тока в электромагнитных переходах в ядрах
- Поворот плоскости поляризации Т-квантов, обусловленный нарушением Р- и Т-инвариантности
Введение к работе
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 /* - 5] . 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 Фарадея (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 -44]. 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, [12, 4Z] ).
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 № Щ . При этом структура атомов и молекул ста- новится 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: dL «j гп(«>) ь Н свл)
С 9w Zryic ' где Ъ(ьо) - показатель преломления вещества в отсутствие магнитного поля, * - заряд электрона, Уг - его масса, Л - напряженность приложенного магнитного поля.
Используя в области больших частот для Уі{<*>) универсальное Я І5] выражение /7>1ЭУ - *м
Ж «>* (В.2) где N - число электронов в см вещества, получаем для угла поворота * кванта большой энергии следующее соотношение:
4 = *»f*W И. (в.з) иг с о*
Из (В.З) имеем, что в области энергий гамма-квантов 100гоВ угол поворота плоскости поляризации V — Ю рад/см при
Л = Ю Гс, N = 10 . 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
П= 4 + * &о> > (В.4) где ? - число атомов (ядер) в см , (Ь) - амплитуда упругого когерентного рассеяния кванта на рассеивателе. В рассматриваемом нами случае fc» = <м * <о) , (в-5) где t со)= - амплитуда комптоновского рассеяния на электроне; р 4 Co>=-i \l
Г - амплитуда резонансного рассеяния на ядре $ ' у - радиационная ширина уровня, Г - полная ширина уровня. Из (B.I) и (В.5) имеем для оценок формулу
2Jt wn лхх »г -ем у_ 3ft*?NH jrfc* Гу .еН (В.б)
Согласно (В.б) при тех же значениях Ни Ру = 10 сек , ^6j-c^0) в ю сек"* имеем ядерный вклад в^~ 10 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 дипольними 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 [i6,iij . В монографии В.Г.Барышевского [л] 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 /4,49/ .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.Барышевским К 20.2^/ было показано, что в гамма-диапазоне существуют новые явления вращения плоскости поляри- зации 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 '*» а9/ .
Как уже отмечалось (см.(В. 4)) показатель преломления среды связан с амплитудой упругого когерентного рассеяния вперед.Ана-
Яао/ лиз показывает L J , что спиновая структура амплитуды рассеяния вперед 0* -кванта на ядре со спином ц имеет следующий вид где коэффициенты А , В , G являются функциями частоты фотона и пропорциональны скалярной о , тензорной (~ и векторной о(у поляризуемостям ядра соответственно: Є , & - векторы поляризации фотона до и после рассея- ния ; = —— , Ц - оператор спина ядра. Амплитуда когерентного рассеяния вперед получается из (В,7) после проведения усреднения (В.7) по состоянию поляризации ядер в мишени hi = A(e'*) вQiK-eU іб p[eV]. (B-8) где тензор квадруполяризации ядер
З - спиновая матрица плотности ядер мишени ; P=Sp S -вектор поляризации ядер.
Дальнейшее рассмотрение будем производить в системе координат, в которой тензор QiK диагоналей. Его диагональные компоненты Qxx , Q^ и <3*i=-Qxx-Q^ .
Пусть вектор поляризации мишени р (ось Z) направлен перпендикулярно к направлению падения пучка (ось У). Амплитуда когерентного рассеяния вперед 0 -кванта с линейной поляризацией, параллельной оси 2 в то же состояние поляризации, согласно (В.8) равна і со = А . В<2гг . (в-9)
Следовательно, показатель преломления фотона с такой поляризацией nti = 4. *«. (А В О»), «в.ю)
Аналогичным образом показатель преломления фотона с линейной поляризацией, перпендикулярной к оси % : й«^+*|^в<Э«) СВЛ1)
В поляризованной среде ъ* и, как следствие Н^ ф ft*.»; 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* ^** при O^i^Qxx » то описанное явление имеет место только в мишенях,содержащих ядра со спином Пусть теперь линейно поляризованные кванты падают на мишень в направлении параллельном вектору поляризации ядер Р . Считаем для простоты Qx* - Ощ . В этом случае из (В. 8) следует, что разными показателями преломления U+ в среде обладают Т -кванты с левой и правой круговыми поляризациями (положительной и отрицательной спиральностью): »-пл ,. (В. 12) Напомним, что волна, обладающая положительной спиральностью, соответствует вращению электрического вектора против часовой стрелки для наблюдателя, смотрящего навстречу волне '*2-/ . 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 поля- ризованными 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 г- и Т- неинвариантность. Вследствие тесной связи преломляющих свойств мишеней со свойствами зеркального отражения "У -квантов от мишеней необходимо также дать ковариантное описание зеркального отражения ЇГ -квантов от мишеней с поляризованными ядрами. Такое описание позволяет извлекать информацию о структуре переходного слоя и распределении поляризации ядер вблизи поверхности. Как уже отмечалось выше, в работах Н 2] впервые было показано, что при движении Т-квантов в мишени с поляризованными ядрами возможны такие явления как вращение плоскости поляризации и двойное лучепреломление, обусловленные зависимостью амплитуды когерентного рассеяния на поляризованном ядре на угол ноль от состояния поляризации фотона или тоже самое, от его спинового состояния. Практически во всех случаях в мишенях с поляризованными ядрами имеются магнитные и электрические поля, приводящие к расщеплению ядерных уровней. По этой причине при изучении оптической анизотропии, обусловленной поляризацией ядер, необходимо учитывать вклады, обусловленные эффектами Фарадея, Коттона-Мутона и Керра. Пусть система уровней ядра, находящегося в веществе под действием некоторых электрических и магнитных полей, описывается совокупностью квантовых чисел Жо, . Если бы все ядра находились в указанном состоянии, то мы имели бы дело с полностью поляризованной мишенью и амплитуда когерентного рассеяния на угол ноль $ совпадала бы с амплитудой f (W) упругого когерентного рассеяния на ядре, находящемся в состоянии чи . Если же ядра каким-то образом распределены по состояниям Yn с вероятностью WO" ) » т.е. мишень является частично поляризованной, то амплитуда когерентного рассеяния спиновая матрица плотности ядра; - матрица рассеяния, являющаяся оператором в спиновом пространстве ядра. Зависимость W(W) от ж. связана с наличием поляризации ядерных спинов, обусловленной охлаждением среды до температур, при которых наступает упорядочение ядерных спинов, либо специальными внешними воздействиями на среду. Б случае отсутствия поляризации ядер W независит соответствии с (І.І9) для нахождения тензора диэлектрической проницаемости необходимо прежде всего найти амплитуду упругого когерентного рассеяния на ядре, находящемся на некотором подуровне основного состояния Шл, . Указанные амплитуды были найдены в /3,25у. Их явные выражения см. также в монографии [Ц-] . Используя методы, изложенные в [л] для нахождения амплитуды рассеяния в интересующем нас случае мишени с поляризованными ядрами имеем где оператор взаимодействия между ядром и электромагнитным полем; $ && - амплитуда вероятности эффекта Мессбау-ра; I«(lt) » Hj(m.) - спин и магнитное квантовое число основного (возбужденного) состояния; к - волновой вектор падающего фотона с поляризацией &л ; б поляризация рассеянного излучения; б могут принимать только два значения -I и +1 в зависимости от того,какая поляризация (левая или правая круговая) у фотона; с -энергия резонансного перехода. Если мишень не поляризована, то W(m« = - — и выраже-ние (1.20) переходит в выражение, используемое в [А] Блюм и Кистнер /б/ , Андреева М.А. и Кузьмин .Я.[А] вычислили общее выражение для амплитуды ядерного рассеяния вперед в присутствии магнитного поля. Хаусли, Грант и Гонзер26- распространили эти результаты на случай электрического квад-рупольного взаимодействия. Пользуясь результатами L4--6] , можно (1.20) записать следующим образом Выражение (I.2I) написано для перехода чистой мультиполь-ности L и аксиального сверхтонкого взаимодействия. Оно справедливо для Т -квантов,поляризованных по кругу. Если переход является смешанным типа ML+ E(L+4)TO обобщение результатов А-»б/ на поляризованную мишень выглядит следующим образом: Рассмотрим случай, когда магнитное поле направлено вдоль оси Ї . В результате взаимодействия между магнитным момен-том ядра р и магнитным полем Щ , описываемого гамильтонианом снимается вырождение, каждое состояние ядра с полным моментом количества движения I расщепляется на (2Т+ 0 магнитных уровней с определенной проекцией спина на ось , определяемой квантовым числом Уъ , и энергией В (1.26) первое слагаемое описывает оптическую анизотропию Т-квантов в мишени с поляризованными ядрами в отсутствие сверхтонкого расщепления, т.е. эффект, предсказаьшый в fi,ZoJ» Второе слагаемое описывает вклад, обусловленный расщеплением ядерных уровней во внешнем поле. В мессбауэровской спектроскопии имеют значение в основном лишь две наинизшие мультипольности; дипольное ( Ь - I) и квадрупольное (1=2) излучения. Мультипольность выше второй хотя и встречается (например, мессбауэровский переход в 403А . имеет глультипольность ЕЗ ),но очень редко [5] . Рассмотрим переходы смешанной мультипольности типа М4-Е2 [&Т]. Для конкретности предположим далее, что Т -кванты падают на мишень с ядрами, основное и возбужденное состояния которых обладают спинами соответственно равным Анализ, проведенный в предыдущих параграфах, показывает, что даже в простейших случаях описание оптической анизотропии поляризованных мишеней весьма громоздко. В общем случае выражение для тензора диэлектрической проницаемости оказывается настолько сложным, что извлечь физическую информацию из него затруднительно. Между тем предложенный в оптике Ф.И.Федоровым ковариантный метод и соответствующий ему математический аппарат обладают существенными преимуществами перед используемыми ранее координатными методами решения оптических задач, так как позволяют довести решение до конца даже в самых сложных случаях. В случае веществ с неполяризованными ядрами этот метод был применен для исследования взаимодействия мессбауэровского излучения с мишенью Андреевой, Борисовой и Кузьминым, которые дали ясную классификацию оптически анизотропных свойств среды в этом случае. В настоящей главе ковариантный метод Ф.И.Федорова применен для описания оптической анизотропии веществ с поляризованными ядрами. В собственно гиротропный средах тензоры диэлектрической и магнитной проницаемости являются эрмитовыми: где вА и JU имеют прежний смысл, а Л И " являются вещественными векторами гирации. Переход к негиротропным средам осуществляется в случае (1.47) с помощью U = О, а Рассмотрение оптических свойств среды на основе материальных тензоров среды позволяет провести классификацию оптических свойств среды на основании симметричных свойств тензоров и ju Дня оптического диапазона длин волн эти свойства непосредственно связаны с симметрией кристалла. Для излучения вблизи частот ядерных переходов свойства тензоров nju определяются мультиполъностью этих переходов, с одной стороны, симметрией и видом сверхтонкого взаимодействия, а также ориентацией спина ядра, с другой стороны. Как с точки зрения удобства классификации, так и для непосредственного решения системы уравнений Максвелла в целом наиболее целесообразным является представление тензоров в ковариантном, например, диадном виде. Ниже в настоящем параграфе для поляризованной среды опре - зо делен тензор диэлектрической проницаемости в случае переходов чистой мультипольности Е4, ж , Е и смешанной мультиполь-ности М-Ег [20] . В работах /lf20j была найдена связь между амплитудой когерентного рассеяния Т -квантов на угол ноль и тензором диэлектрической проницаемости поляризованной среды. Поэтому вычисление тензора диэлектрической проницаемости сводится к нахождению амплитуды когерентного рассеяния. Для этого, как и в /4/ , представляем матричный элемент перехода в виде: Таким образом, мы получаем, что как и для неполяризован-ной мишени, в данном случае электрического дипольного перехода тензор диэлектрической проницаемости (1.52) не зависит от волнового вектора & . Это означает отсутствие пространственной дисперсии. Важнейшие отличия (1.52), (1.54) от соответствующего выражения, подученного в / 4/ , состоят в том, что и в отсутствие сверхтонкого взаимодействия (или же в случае, когда ширина линии Г много больше сверхтонкого расщепления А 6 ), сохраняется гиротропия среды. Выражение (1.54), учитывающее влияние сверхтонкого взаимодействия на оптическую анизотропию поляризованного вещества при Р»Д имеет вид Таким образом, в случае поляризованных мишеней даже при Г» А оптическая анизотропия имеет место. Важно отметить, что вероятности заселенности подуровней основного состояния W O1 существенно зависят от способа поляризации вещества. Если поляризация ядер достигается путем охлаждения, например, в рефрижераторах растворения 5Нс-г4Нл , то ядра будут распределены по подуровням в соответствии с боль-пмановским законом. Если же ядра поляризуются при помощи метода динамической ориентации, то (т?) будет зависеть от внешних полей, вызывающих динамическую ориентацию, и могут легко изменяться при варьировании параметров этих уровней. Пусть все ядра одинаковы и находятся в одинаковых условиях. Если охлаждение происходит во внешнем магнитном поле, то заселенности всех подуровней разные, параметры р и у не равны друг другу. Среда может вращать плоскость поляризации Т -кванта. Б ней возможен также эффект двойного лучепреломления. Если охлаждение происходит в аксиально симметричном неоднородном электрическом поле в отсутствие магнитного ПОЛЯ, то заселенность подуровней с разными знаками одинакова. Как следствие р=Т и Для того чтобы определить тензор проводимости 5Я& Ш) ядерной подсистемы среды, необходимо вычислить матричный эле-мент (Ij l/( 1 ) оператора плотности тока ядра, для чего обычно используют мультипольное разложение оператора плотности тока / 8,56-4-0/ . Мультипольное разложение в электродинамике появляется в том случае, когда необходимо разложить плотность заряда и плотность тока по собственным функциям оператора момента количества движения. Рассмотрим вначале разложение плотности заряда ядра f (r,t) , которую будем считать достаточно гладкой функцией координат. Подходящей системой базисных функций в этом случае является система регулярных решений зфавнения Геймгольца в сферической системе координат: Первое слагаемое в (3.17) Д (?)= V (г) _ потенциаль-ное векторное поле, удовлетворяющее соотношению to А с?)=о а два остальных A ( ) = 1 Y и А (г") = 7 Ьл - вихре-вое векторное поле, удовлетворяющее условиям: VA s -7А =о Так как оператор (Я +& ) коммутирует с операторами V, L и V L и функции т , т и ОС являются произвольными, то для того чтобы векторное поле удовлетворяло уравнению Гемгольца, необходимо чтобы Р, У и ОС являлись решениями скалярного уравнения Гемгольца: Так как решениями скалярного уравнения Гемгольца в сферической системе координат является полная ортормированная система функций Фим ,( ) ,определенная соотношением (3.12), то сразу получаем систему векторных функций: Векторные поля,определенные формулами (3.18) в электродинамике называются мультипольными полями. Прежде чем обсуждать транс-формационные свойства А м , » их полноту и ортонорми-рованность представим их в терминах векторных сферических гармоник /эТ/ , которые определяются следующими выражениями: Для Т -квантов условие к«і выполняется вплоть до энергий в несколько МэВ. В этом приближении мультипольные операторы определяются выражениями: Рассмотрим матричный элемент тора электрического мультипольного момента в длинноволновом пределе. Изменение во времени оператора f определяется уравнением Гейзенберга = ..[н,?] » где Н - гамиль-тониан ядра. Тогда из (3.33) получаем, что матричный элемент А оператора ЕЬ(М удовлетворяет соотношению: Так как в силу закона сохранения энергии Т.е. в длинноволновом приближении оператор электрического мультипольного момента эквивалентен оператору зарядового мультипольного момента. Этим свойством, которое называется теоремой Зигерта, часто пользуются при изучении электромагнитных переходов в ядрах и обычно оператор электрического мультипольного момента определяется формулой: Аналогично из формулы (3.27а) получаем, что продольный муль А типольный момент Тт мС-Ь) определяется соотношением: Чтобы вычислить матричные элементы мультипольных операторов, нужно выразить плотность заряда и плотность тока через переменные, которыми пользуются при описании строения ядра. При где А - число нуклонов в ядре, размеры, характеризующие внутреннюю структуру нуклона, намного меньше размеров ядра. Поэтому в первом приближении нуклоны можно рассматривать как точечные частицы, несущие заряд и магнитный момент. Если пренебречь релятивистскими эффектами в движении нуклонов, то плотность заряда и плотность тока таких точечных частиц в виде: Рассмотрим какие правила отбора вытекают из инвариантности относительно операции обращения времени. Из соотноше-ний (3.49) следует, что операторы і Q-u .( , і ЕЬЛ( ) и г мі,л инвариантны относительно комбинированной опера А Л ции Л„Т . Если тензорный оператор ТЬЛ инвариантен отно л сительно операции /ЦТ , то из соотношений следует, что матричный элемент этого оператора является действительной величиной. Отсюда непосредственно получаем, что являются действительными величинами. В частности для Е4 -перехода (4) является чисто мнимой величиной, а для М-1-переходам ЛО-чисто действительная величина. Из сказанного выше и соотношений (3.52) следуют следующие правила отбора для мультипольних переходов в ядрах: Перейдем к обсуждению эффектов, которые возникают в электромагнитных переходах в ядрах при нарушении Р и Т-инвариантности. При этом будем полагать, что электромагнитные взаимодействия являются Р- и Т-инвариантными, т.е. [ Р, Инвариантность электромагнитных взаимодействий относительно пространственного отражения и операции обращения времени в настоящее время проверено с большой точностью и ни у кого не вызывает сомнений. Поэтому неинвариантность относительно (Р-преобразования и возможная неинвариантность относительно СГ-преобразования в электромагнитных переходах в ядрах является следствием неинвариантности взаимодействия нуклонов в ядре. Механизм нарушения четности в нуклон-нуклонном взаимодействии в настоящее время установлен как экспериментально, так и теоретически. Источником нарушения четности в электромагнитных переходах в ядрах является слабое нуклон-нуклонное взаимодействие. Рассмотрим к каким эффектам в электромагнитных переходах в ядрах приводит нарушение четности, полагая вначале, что нуклон-нуклонное взаимодействие инвариантно относительно операции обращения времени. Представим гамильтониан свободного ядра в виде суммы Н9 = Н + н гДе Н - гамильтониан ядра инвариантный относительно операции пространственного отражения ЕР Н5]=О а На - гамильтониан,описывающий нарушающее четность слабое взаимодействие нуклонов в ядре Так как оператор углового момента 7 коммутирует с гамильтонианом ядра Нл = Hft - -Hj, (инвариантность слабых и сильных взаимодействий относительно собственной группы Пуанкаре), то собственными векторами состояний ядра являются іМЄе и имеет место где бозначает остальные квантовые числа из полного набора. Как уже упоминалось во введении, относительная интенсивность слабого взаимо 6 7 действия нуклонов порядка 10" 10" , т.е. очень мала, поэто му можно использовать теорию возмущений и представить собственные векторы гамильтониана Ня = н + Нд в следующем виде: ІГМЛ-UMO Ц ІМіН;(ІМа 1МА . (3.56) где llMoto и іік ; - собственные векторы гамильтониана Hj 1 инвариантного относительно пространственного отражения и, сле довательно, PiMc i = ЖЛ\ІМІІ , !РГМ о = JTeiJlMrfo) . Так как ?НЛ? =-Нд , то из IM« i\HjlM« o = ІМ«СІ) РИ РН P"YllMc(d = . jrrfill e iM HiIM следует, что К ъ -Л . Следовательно слабое нуклон-нуклонное взаимодействие смешивает в ядре состояния с противоположной четностью. Предполагая вклад ближайшего по энергии состояния с противопложной четностью доминирующим,получаем: ГМ« = ГМ«і. + \ \1Мд , (3.57) где !, = lMeUlHal\ШЇ)(Ьдл- j\ _ параметр смешивания состояний ядра с противоположной четностью. В общем случае \? име л -6 7 ет такой же порядок как и Н$ ,т.е. 10 10" . В некоторых ядрах У\ может существенно возрасти из-за уменьшения энергетического знаменателя при смешивании близких по энергии состояний ядра с противоположной четностью. Из соотношения (3.57) следует, что следствием нарушения четности является появление смешанных ML- и EL -переходов в ядрах, которые абсолютно запрещены, если четность сохраняется. Так как мы предположили, что нуклон-нуклонное взаимодействие инвариантно относительно операции обращения времени, т.е. [Т, Н«]= » то матричный элементВлияние сверхтонкого расщепления ядерных уровней на оптическую анизотропию поляризованной среды в гамма-диапазоне
Ковариантное описание оптической анизотропии поля ризованной среды в гамма-диапазоне
Мультипольное разложение матричных элементов оператора плотности тока в электромагнитных переходах в ядрах
Поворот плоскости поляризации Т-квантов, обусловленный нарушением Р- и Т-инвариантности
Похожие диссертации на Оптическая анизотропия поляризованных кристаллов в гамма-диапазоне
