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, Ннапряженность 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 ГуеН (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 Укванта на ядре со спином 7 имеет следующий вид, А (/е). ва^&diams- (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?<�Гвектор 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 1Гкванта 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 Ткванты 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 Иприводит 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 (Тнеинвариантность) большое значение приобретает также ковариантное описание оптической анизотропии вещества с поляризованными ядрами, учитывающее возможную В и Тнеинвариантность. Вследствие тесной связи преломляющих свойств мишеней со свойствами зеркального отражения «Уквантов от мишеней необходимо также дать ковариантное описание зеркального отражения 7Гквантов 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 Xквантов 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 Ри Т-неинвариантности. Показано, что сохраняющие четность вклады в диэлектрическую проницаемость приводят к подавлению Ри Тнеинвариантных 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.
