zunia.vn

Tuyển sinh 2024 dành cho Gen-Z

zunia.vn

» Luận Văn - Báo Cáo

» Thạc sĩ - Tiến sĩ - Cao học

Luận văn Thạc sĩ Khoa học: Tán xạ hạt nhân của các notron phân cực trên bề mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực được đặt trong từ trường ngoài biến thiên tuần hoàn

Chia sẻ: _ _ | Ngày: | Loại File: PDF | Số trang:46

Báo xấu

29
lượt xem 3
download

Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

Luận văn gồm 4 chương trình bày lý thuyết tán xạ của nơtron chậm trong tinh thể, tiết diện tán xạ vi phân của các nơtron phân cực trong tinh thể; phản xạ gương và khúc xạ của các nơtron trên tinh thể được đặt trong từ trường ngoài biến thiên tuần hoàn; thản xạ gương và khúc xạ của các nơtron trên tinh thể được đặt trong từ trường ngoài biến thiên tuần hoàn. Mời các bạn cùng tham khảo.

Chủ đề:

Bình luận(0) Đăng nhập để gửi bình luận!

Lưu

Nội dung Text: Luận văn Thạc sĩ Khoa học: Tán xạ hạt nhân của các notron phân cực trên bề mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực được đặt trong từ trường ngoài biến thiên tuần hoàn

Luận văn thạc sĩ khoa học ĐẠI HỌC QUỐC GIA HÀ NỘI TRƢỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC TỰ NHIÊN ===  === PHẠM THỊ HẰNG TÁN XẠ HẠT NHÂN CỦA CÁC NƠTRON PHÂN CỰC TRÊN MẶT TINH THỂ CÓ CÁC HẠT NHÂN PHÂN CỰC TRONG TỪ TRƢỜNG NGOÀI BIẾN THIÊN TUẦN HOÀN Chuyên ngành : Vật lý lý thuyết và Vật lý toán Mã số: 60 44 01 LUẬN VĂN THẠC SĨ KHOA HỌC Ngƣời hƣớng dẫn : PGS. TS. NGUYỄN ĐÌNH DŨNG HÀ NỘI-2012 Phạm Thị Hằng 2
Luận văn thạc sĩ khoa học MỤC LỤC MỞ ĐẦU ............................................................................................................ ...3 CHƢƠNG 1: LÝ THUYẾT TÁN XẠ CỦA NƠTRON CHẬM TRONG TINH THỂ ....................................................................................................................... 5 1.1. Cơ sở lý thuyết tán xạ của nơtron chậm trong tinh thể ..........................5 1.2. Thế tương tác của nơtron chậm trong tinh thể .......................................11 1.2.1. Yếu tố ma trận của tương tác hạt nhân………………………..…11 1.2.2. Yếu tố ma trận của tương tác từ……………………………..……12 CHƢƠNG 2: TIẾT DIỆN TÁN XẠ VI PHÂN CỦA NƠTRON PHÂN CỰC TRONG TINH THỂ ........................................................................................... 14 CHƢƠNG 3 : PHẢN XẠ GƢƠNG VÀ KHÚC XẠ CỦA CÁC NƠTRON TRÊN TINH THỂ ĐƢỢC ĐẶT TRONG TỪ TRƢỜNG NGOÀI BIẾN THIÊN TUẦN HOÀN .................................................................................................................24 CHƢƠNG 4: TÁN XẠ HẠT NHÂN CỦA CÁC NƠTRON PHÂN CỰC TRÊN MẶT TINH THỂ CÓ CÁC HẠT NHÂN PHÂN CỰC ĐƢỢC ĐẶT TRONG TỪ TRƢỜNG NGOÀI BIẾN THIÊN TUẦN HOÀN TRONG ĐIỀU KIỆN CÓ PHẢN XẠ..............................................................................................................32 4.1. Tiết diện tán xạ hạt nhân không đàn hồi trên bề mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực được đặt trong từ trường ngoài biến thiên tuần hoàn ............................................................................................................. 32 4.2. Tiết diện tán xạ bề mặt hiệu dụng của các nơtron trong trường hợp có phản xạ toàn phần ................................................................................40 KẾT LUẬN ........................................................................................................43 TÀI LIỆU THAM KHẢO....................................................................................44 Phạm Thị Hằng 3
Luận văn thạc sĩ khoa học MỞ ĐẦU Trong những năm gần đây, sự tán xạ của nơtron chậm đã được sử dụng rộng rãi để nghiên cứu vật lý các chất đông đặc. Các nơtron chậm là một công cụ độc đáo trong việc nghiên cứu động học của các nguyên tử vật chất và các cấu trúc từ của chúng [7,18,19,22]. Hiện nay, để nghiên cứu cấu trúc sâu của tinh thể, đặc biệt là cấu trúc từ của tinh thể, phương pháp quang nơtron đã được sử dụng rộng rãi. Chúng ta dùng chùm nơtron chậm phân cực bắn vào bia (năng lượng cỡ dưới 1 MeV và không đủ để tạo ra quá trình sinh hủy hạt ). Nhờ nơtron có tính trung hòa điện, đồng thời môment lưỡng cực điện vô cùng nhỏ (gần bằng 0) nên nơtron không tham gia tương tác điện dẫn đến độ xuyên sâu của chùm nơtron vào tinh thể là rất lớn, và bức tranh giao thoa của sóng tán xạ sẽ cho ta thông tin về cấu trúc tinh thể và cấu trúc từ của bia. Việc nghiên cứu tán xạ của các nơtron phân cực trong bia phân cực giúp ta hiểu rõ hơn về sự tiến động spin của các nơtron trong bia có các hạt nhân phân cực [2,13,15,16]. Các nghiên cứu và tính toán về tán xạ phi đàn hồi của các nơtron phân cực trong tinh thể phân cực cho phép chúng ta nhận được các thông tin quan trọng về tiết diện tán xạ của các nơtron chậm trong tinh thể phân cực, hàm tương quan spin của các nút mạng điện tử. Ngoài ra các vấn đề về nhiễu xạ bề mặt của các nơtron trong tinh thể phân cực đặt trong trường ngoài biến thiên tuần hoàn và sự thay đổi phân cực của nơtron trong tinh thể cũng đã được nghiên cứu [9,10,11,23]. Phạm Thị Hằng 4
Luận văn thạc sĩ khoa học Trong bài luận văn này, chúng tôi nghiên cứu: Tán xạ hạt nhân của các notron phân cực trên bề mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực đƣợc đặt trong từ trƣờng ngoài biến thiên tuần hoàn. Một phần kết quả của luận văn đã được báo cáo tại hội nghị vật lý của trường Đại học Khoa Học Tự Nhiên, Đại Học Quốc Gia Hà Nội, tháng 10 năm 2012. Nội dung của luận văn được trình bày trong 4 chương: Chƣơng 1 - Lý thuyết tán xạ của nơtron chậm trong tinh thể. Chƣơng 2 – Tiết diện tán xạ vi phân của các nơtron phân cực trong tinh thể. Chƣơng 3 - Phản xạ gƣơng và khúc xạ của các nơtron trên tinh thể đƣợc đặt trong từ trƣờng ngoài biến thiên tuần hoàn. Chƣơng 4 – Tán xạ hạt nhân của các nơtron phân cực trên mặt tinh thể có các hạt nhân phân cực đƣợc đặt trong từ trƣờng ngoài biến thiên tuần hoàn trong điều kiện có phản xạ. Phạm Thị Hằng 5
Luận văn thạc sĩ khoa học CHƢƠNG 1: LÝ THUYẾT TÁN XẠ CỦA NƠTRON CHẬM TRONG TINH THỂ 1.1. CƠ SỞ LÝ THUYẾT TÁN XẠ CỦA NƠTRON CHẬM TRONG TINH THỂ. Hiện tượng: Dùng 1 chùm hạt nơtron chậm phân cực chậm bắn vào bia (năng lượng cỡ dưới 1MeV và không đủ để tạo ra quá trình sinh huỷ hạt), nhờ tính chất trung hoà về điện, đồng thời moment lưỡng cực điện vô cùng nhỏ ( gần bằng 0) nên nơtron không tham gia tương tác điện, dẫn đến độ xuyên sâu của chùm nơtron vào tinh thể là lớn và bức tranh giao thoa của sóng tán xạ sẽ cho ta thông tin về cấu trúc tinh thể và cấu trúc từ của bia. Một chùm hạt nơtron phân cực khi đi vào trong tinh thể sẽ chịu tác dụng của tương tác hạt nhân, tương tác trao đổi spin và tương tác từ gây ra bởi sự phân cực của chùm nơtron và sự chuyển động của các electron, cả electron tự do lẫn electron không kết cặp trong bia tinh thể. Nguyên nhân sinh ra tương tác từ: Nếu tính trung bình trong 1 chùm nơtron không phân cực thì moment spin sẽ bằng 0, moment từ trung bình của chùm cũng bằng 0 và đi cùng với nó moment từ của chùm cũng bằng 0. Còn trong trường hợp nơtron phân cực, hiển nhiên sẽ tồn tại một giá trị moment từ xác định. Sự chuyển động của các electron tự do và các electron không kết cặp trong nguyên tử sẽ tạo ra từ trường ( từ trường của các electron kết cặp triệt tiêu nhau), từ trường này và moment từ do sự phân cực của chùm nơtron đó sẽ là 2 nguyên nhân gây ra Phạm Thị Hằng 6
Luận văn thạc sĩ khoa học tương tác từ giữa tinh thể và chùm nơtron. Chính tương tác từ này sẽ cho ta thông tin về tính chất từ của bia. Nguyên nhân sinh ra tương tác spin: Do nơtron có spin khi đi vào mạng tinh thể sẽ xảy ra tương tác trao đổi spin giữa nơtron với hạt nhân và giữa nơtron với các electron trong nguyên tử, tương tác này tỉ lệ với tích vô hướng vectơ spin của nơtron với hạt nhân, cũng như giữa nơtron với electron. Đối với phần thế hạt nhân, thông thường người ta tính trung bình thế của nó trên toàn bộ tinh thể và coi nó là tổng của một phần hằng số và một lượng nhỏ biến thiên, phần nhỏ này là gọi là giả thế Fecmi có ảnh hưởng không lớn lên tiết diện tán xạ so với phần còn lại. Giá trị của phần hằng số được xác định từ thực nghiệm. Từ những phân tích định tính trên, để tính toán tiết diện tán xạ của chùm nơtron một cách thuận tiện ta có thể chọn lý thuyết nhiễu loạn với phép xấp xỉ gần đúng Born. Giả sử ban đầu hạt nhân bia được mô tả bởi hàm sóng n , là hàm riêng của toán tử Hamilton của bia với năng lượng tương ứng là En: H n  En n (1.1.1) Sau khi tương tác với nơtron, sẽ chuyển trạng thái khác n ' . Còn nơtron có thể thay đổi xung lượng và spin của nó. Giả sử trạng thái  ban đầu của nơtron được mô tả bởi hàm sóng p . Ta đi xác định xác suất Phạm Thị Hằng 7
Luận văn thạc sĩ khoa học mà trong đó nơtron sau khi tương tác với hạt nhân bia sẽ chuyển sang trạng  thái p và hạt bia chuyển sang trạng thái n ' . Xác xuất Wn p |np của quá trình đó được tính theo lý thuyết nhiễu loạn trong ' ' gần đúng bậc nhất sẽ bằng: 2 '  '    2 Wn' p' |np  n p | V | np  En  E p  En  E p' ' (1.1.2)  Trong đó : V: là toán tử tương tác của nơtron với hạt nhân bia ( thế nhiễu loạn gây ra sự chuyển trạng thái, thế này bao gồm thế hạt nhân, thế trao đổi spin và thế từ) En , E p , En' , E p' là các năng lượng tương ứng của hạt nhân bia và nơtron trước và sau khi tán xạ. δ(En+ Ep En’ Ep‟) – Hàm delta Dirac.      i 1  En  E p  En '  E p ' t  En  E p  En  E p  ' ' e 2    dt (1.1.3) Chúng ta quan tâm tới xác suất toàn phần Wp '| p của quá trình trong đó  nơtron sau khi tương tác với bia sẽ chuyển sang trạng thái p ; nó nhận được bằng cách tổng hóa các xác suất Wn ' p '|np theo các trạng thái cuối của bia và lấy trung bình theo các trạng thái đầu. Bởi vì bia không luôn ở trạng thái cố định do đó ta phải tổng quát hóa đối với trường hợp khi nó ở trong trạng thái hỗn tạp với xác suất của trạng thái n là  n . Theo đó ta có : Phạm Thị Hằng 8
Luận văn thạc sĩ khoa học 2   En  E p  En '  E p '     2 Wp '| p  n n ' p ' V np  nn ' 2  n n ' Vp ' p n   En  E p  En '  E p '  2  (1.1.4)  nn ' Ở đây chúng ta đưa vào kí hiệu hỗn hợp để cho các yếu tố ma trận   n ' p ' V np  n ' Vp ' p n (1.1.5) Như vậy là các yếu tố ma trận của toán tử tương tác của nơtron với hạt bia lấy theo các trạng thái của nơtron và Vp‟p là toán tử tương đối với các biến số hạt bia Thay phương trình (1.1.3) vào (1.1.4) ta được:  1 i Ep ' Ep t  i  En '  En t dt  nn ' n ' Vp ' p n * Wp '| p  2  e   nn ' n ' Vp ' p n e  (1.1.6) En, En‟ là các trị riêng của toán tử Hamilton H với các hàm riêng là n , n ' , từ đó ta viết lại trong biểu diễn Heisenberg: i  En '  En t n ' Vp ' p n e   n ' Vp ' p  t  n (1.1.7) i i  Ht Ở đây: Vp ' p  t   e  Vp ' p e Ht  là biểu diễn Heisenberg của toán tử Vp‟p với toán tử Hamilton. Thay (1.1.7) vào (1.1.6), chú ý rằng trong trường hợp này ta không quan tâm tới sự khác nhau của hạt bia trước và hạt bia sau tương tác, vì vậy công thức lấy tổng theo n‟, n chính là vết của chúng và được viết lại: Phạm Thị Hằng 9
Luận văn thạc sĩ khoa học  1 i  E p '  E p t Wp '| p   e dt  nn ' n ' Vp' pVp ' p  t  n 2  nn '  i  E p '  E p t Sp Vp' pVp ' p  t  1  2   dte  (1.1.8) Ở biểu thức cuối, biểu thức dưới dấu vết có chứa toán tử thống kê của bia  , các phần tử đường chéo của ma trận của nó chính là xác suất  n . Theo qui luật phân bố Gibbs nếu hạt bia nằm ở trạng thái cân bằng nhiệt động ta có hàm phân bố trạng thái là: e  H  Sp e  H  1 Với:   k zT k z - hằng số Boltmann T - Nhiệt độ Giá trị trung bình thống kê của đại lượng Vật lý được tính theo các hàm phân bố là: Sp e  H A A   n A  (1.1.9) n Sp e  H  Kết hợp (1.1.8) và (1.1.9) ta được: 1  i  Ep ' Ep t  Sp V Vp ' p  t   2 1  i Ep ' Ep t    Sp e Vp ' pVp ' p  t   H   dte  dte  Wp '| p  2   Sp e  H  p' p     Phạm Thị Hằng 10
Luận văn thạc sĩ khoa học  1 i  E p '  E p t   dte  Vp' pVp ' p  t  (1.1.10) 2  Nếu chuẩn hóa hàm sóng của nơtron trên hàm đơn vị ( trên hàm  ) thì tiết diện tán xạ hiệu dụng được tính trên một đơn vị góc cầu và một d 2 khoảng đơn vị năng lượng , sẽ liên quan tới xác suất này bởi biểu thức d dE sau:  d 2 m2 p ' m2 p' i  E p '  E p t  Vp ' pVp ' p  t   2   p   W p '| p  dte  (1.1.11) d dE p '  2   p 3 3 5 Gạch trên đầu là trung bình theo các trạng thái spin của nơtron trong chùm các nơtron ban đầu và tổng hóa các trạng theo các trạng thái spin trong chùm tán xạ. m - khối lượng nơtron Trong công thức (1.1.11) đưa vào toán tử mật độ spin của nơtron tới  và sử dụng công thức: L  Sp  L (1.1.12) Do đó dạng tường minh của công thức (1.1.11) được viết lại là:  d 2 m2 i  E p '  E p t Sp  Vp' pVp ' p  t  p'  d dE p '  2   p  3 5  dte  (1.1.13) Trong đó:  - ma trận mật độ spin nơtron Phạm Thị Hằng 11
Luận văn thạc sĩ khoa học 1.2. THẾ TƢƠNG TÁC CỦA NƠTRON CHẬM TRONG TINH THỂ. Tán xạ của nơtron chậm khi đi vào mạng tinh thể sẽ chịu tác động của tương tác hạt nhân và tương tác từ. 1.2.1. Yếu tố ma trận của tương tác hạt nhân Ta xây dựng thế hạt nhân của nơtron và hạt nhân bia dưới dạng sau:   V (rn)   (rn  R) (1.2.1)  trong đó :   A  B(sJ ) (1.2.2) rn - vị trí của nơtron R - Vị trí của hạt nhân A, B - là các hằng số  J - Spin của hạt nhân  s - Spin của nơtron Do đó thế tương tác của nơtron với hạt nhân thứ l là:   Vl (rn )   (rn  Rl ) (1.2.3) Lấy tổng công thức (1.2.3) theo l từ 1 đến số hạt nhân trong bia ta sẽ tìm được thế tương tác của nơtron với toàn bộ bia: N  Vp ' p    l eiqRl (1.2.4) l 1 Phạm Thị Hằng 12
Luận văn thạc sĩ khoa học Các yếu tố ma trận Vp ' p thuộc toán tử tương tác hạt nhân V từ xung lượng   p đến p ' được ghi nhận trên cơ sở (1.2.3) có dạng:       Vp' p   Al  Bl sJ l eiq Rl (1.2.5) l    Trong đó q  p  p ' : Véctơ tán xạ của nơtron 1.2.2. Yếu tố ma trận của tương tác từ. Tương tác từ của nơtron trong mạng tinh thể xuất hiện do các điện tử tự do chuyển động. Và bản thân nơtron cũng có mômen từ sinh ra. Thế đặc trưng cho tương tác này được cho bởi biểu thức [21] 4 2         iqR Vp ' p   r0  Fj (q )e j S j , s  (es )e (1.2.6) m j Trong đó: e2 r0  : là véctơ bán kính điện từ của electron m0 c 2 m - khối lượng nơtron   1.913 - độ lớn mômen từ hóa trên manhêton Bohr hạt nhân  S j - Spin của nguyên tử thứ j  Rl - là véctơ tọa độ vị trí hạt nhân thứ l    q  p  p ' - véctơ tán xạ của nơtron   q e  - véctơ tán xạ đơn vị q Phạm Thị Hằng 13
Luận văn thạc sĩ khoa học  s - spin của nơtron tới     Biểu thức :  Fj (q )   *j   Z j eiqr s S  j   j d j (1.2.7)  S j  S j  1  zj  Với S j   s là toán tử spin của nguyên tử thứ j  S j là đại lượng spin của nguyên tử thứ j  j là hàm sóng của điện tử thứ j  Fj (q ) đặc trưng cho sự phân bố của mật độ spin trong nguyên tử Như vậy khi xét bài toán của một chùm nơtron chậm không phân cực tán xạ trong tinh thể, ngoài tương tác hạt nhân chúng còn tương tác từ. Do đó trong biểu thức tiết diện tán xạ vi phân sẽ gồm đóng góp hai phần được đặc trưng bởi hai loại tương tác ở trên d 2 d 2 n d 2 m   (1.2.8) d dE p ' d dE p ' d dE p ' Do vậy đại lượng Vp ' p được viết lại dưới dạng sau:      iq Rl 4 2         iqR V p' p   Al  Bl sJ l e  r0  Fj (q )e j S j , s  (es )e (1.2.9) l m j Từ đó ta đi tính được tiết diện tán xạ vi phân  d 2 m2 i  E p '  E p t Sp  Vp' pVp ' p  t  p'  d dE p '  2   p  3 5  dte  (1.2.10) Phạm Thị Hằng 14
Luận văn thạc sĩ khoa học CHƢƠNG 2: TIẾT DIỆN TÁN XẠ VI PHÂN CỦA CÁC NƠTRON PHÂN CỰC TRONG TINH THỂ. Đặc trưng cho tán xạ của các nơtron phân cực là sự giao thoa giữa tán xạ hạt nhân và tán xạ từ, mà điều này đã không xảy ra khi nơtron không có sự phân cực. Khi nơtron phân cực, biểu thức đối với tiết diện tán xạ vi phân có dạng như sau:  d 2 m2 k '   i ( E p '  E p )t   d dE p ' (2 )  k  3 5 dte  .sp  Vp' pVp ' p (t ) (2.1) Trong đó :   : ma trận mật độ spin của nơtron Trạng thái phân cực của chùm nơtron tới được cho bởi ma trận mật độ spin: 1      ( I  p0 ) (2.2) 2 1  Trong đó:  là toán tử spin của nơtron 2   p0  sp(   ) vectơ phân cực của nơtron và bằng hai lần giá trị trung bình của spin của nơtron trong chùm I: ma trận đơn vị Các thành phần của ma trận Pauli thỏa mãn các hệ thức sau:          2i ijk           2 (2.3) Phạm Thị Hằng 15
Luận văn thạc sĩ khoa học Chúng ta cần nhấn mạnh một điều là biểu thức (2.1.2) có dạng tổng quát 1 để cho chùm hạt có các spin là . Điều này chỉ có thể suy ra trực tiếp từ các 2 tính chất của các ma trận Pauli. Rõ ràng rằng khi tiết diện tán xạ của các nơtron đòi hỏi các biểu thức để cho vết các tích khác nhau của ma trận Pauli Từ các hệ thức giao hoán (2.3) ta dễ dàng tính được biểu thức các biểu thức cần thiết : 1 spI  1 2 1 sp(  )  0 2 1 sp(    )    2 1 sp(      )  i  (2.4) 2 1 sp(        )                2   : Ten xơ hoàn toàn phản đối xứng Vì nơtron tương tác với tinh thể bởi hai loại chủ yếu là tương tác hạt nhân và tương tác từ. Do vậy đại lượng Vp‟p được viết dưới dạng :  1      4 2 1  iqR       V p ' p    Al  Bl (J l )e iqRl   r0  F j (q )e j ( S j , s  (e s )e ) (2.5) l  2   m 2 j  Số hạng thứ nhất mô tả tương tác hạt nhân giữa nơtron với hạt nhân Số hạng thứ hai mô tả tương tác từ của nơtron với nguyên tử. Phạm Thị Hằng 16
Luận văn thạc sĩ khoa học  1      4 2 1  iqR       V p' p    Al  Bl (J l )e iqRl   r0  F j (q )e j ( S j , s  (e s )e ) (2.6) l  2   m 2 j    iqRl  4 2  iqR j         Ht i  i  l  Al  2 Bl (J l )e   m r0 2 j F j (q)e (S j , s  (e s )e ) e 1 1 Ht V p ' p (t )  e    (2.7) Như vậy nhận thấy để giải quyết bài toán về tán xạ của các nơtron phân cực dẫn đến việc phải đi tính vết của toán tử     L j  ( S j , s  (e s )e ) (2.8) trong tích với toán tử khác và với các ma trận Pauli, kết quả của tính toán đó  được biểu diễn qua véc tơ M j .Véc tơ đó được biểu diễn dưới dạng sau:     M j  (S j  (e S j )e ) (2.9) Như vậy chúng ta chứng minh một số công thức tính vết dưới đây để tính tiết diện tán xạ: 1   Công thức (1): sp(L)  M 2       sp(L)  sp  ( S ,   (e  )e )  1 1 2 2       sp S  S (e  )e )  1  2   L    S       S  (e   )e  sp(  L)  sp   S       S  (e    )e  )  1 1  2 2 Phạm Thị Hằng 17
Luận văn thạc sĩ khoa học        S     e  (e  S  )  S   e (e  S  )  S  e (Se )  M   sp ( p ) L    1 Công thức (2): Mp 2   1 sp ( p ) L   1 sp( p )(S ,   (e )e)  ( p   ) L  ( p   )(S     S  (e   )e  ) 2 2     S       S  (e   )e   p 1  sp{( p    ) L}  2          S     e  (e  S  )  p   (S   e (e  S  )) p    S  e (Se )  p   Mp      Công thức (3): 1 sp ( p )L   i Mp  2    1 sp ( p )L   1 sp( p  ) (S ,   (e )e)  2 2 ( p   )  L  ( p   )  (S     S  (e   )e  )  p      S     p     S  (e   )e          sp p L  i  S   i  e (e  S  )  p   i S  e (Se )   p   i M  p  1 2     sp ( p ) L   i M  p  1 Công thức (4): 2          sp ( p ) L   sp( p ) ( S ,   (e  )e )  1 1 2 2 ( p   ) L   ( p   )(S     S  (e   )e  )   p    S       p   S  (e   )e    Phạm Thị Hằng 18
Luận văn thạc sĩ khoa học         sp p L   i  S   i  e (e  S  )  p   i S  e (Se )   p   i M  p  1 2   sp L1 L2    1 Công thức (5): M 1M 2 2   1 sp L1 L2   1 sp (S1 ,   (e )e)(S 2 ,   (e )e)  2 2 sp    1  S1    S1 (e    )e S 2    S 2 (e   )e  2 sp S1   S 2    S1 (e    )e S 2    S1   S 2 (e   )e  1  2  S1 (e    )e S 2 (e   )e      S1 S 2  (e S1 )e    S 2  S1 e   (S 2 e  )  S1 e e    e S 2 e    S1 S 2  (e S1 )(e  S 2  (S1 e )(S 2 e  )  (S1 e )e  e  (S 2 e  )   S1  S 2  e (e  S 2   (e S1 )e  (S 2  e (e  S 2 )            S1  S 2  e (e S 2 )   (e S1 )e  S 2  e (e S 2 )            S1  e (e S1 )  S 2  e (e S 2 )   M1M 2    Công thức (6): 1 sp L1L2   i M1  M 2  2    1 sp L1L2   1 sp (S1 ,   (e )e) (S 2 ,   (e )e)  2 2 sp  S1    S1 (e    )e  t  S 2    S 2 (e   )e   1  2  sp S1    t S 2    S1 (e    )e  t S 2    S1    t S 2 (e   )e  1 2  S1 (e    )e  t S 2 (e   )e    S1 S 2 i  t  (e S1 )e  S 2 i  t  S1 e (S 2 e  )i t  (S1 e )e  (S 2 e  )e i t  Phạm Thị Hằng 19
Luận văn thạc sĩ khoa học           i  S1  (e S1 )e  S 2   S1  (e S1 )e (e S 2 )e           i  S1  (e S1 )e    S 2  (e S 2 )e    i M1  M 2      Công thức (7): 1 sp( p ) L1 L2   i M 1  M 2 p 2    1 sp( p ) L1 L2   1 sp ( p )(S1 ,   (e )e) (S 2 ,  (e )e)  2 2 sp ( p    ) S1x x  S1x (e y y )e x   1  S 2    S 2 (e   )e  2 sp p    S1x x S 2    p    S1x (e y y )e x S 2    p    S1x x S 2 (e   )e   1  2  p    S1x (e y y )e x S 2 (e   )e     S1x S 2 i  x  (e x S1x )e y S 2 i y  S1x e (S 2 e  )i x  (S1x e x )e y (S 2 e  )e i y p             i  S1  S 2    (eS1 )e  S 2  S1  (e S 2 )e    (e S1 )e  (e S 2 )e   p     i M 1  M 2 p         Công thức (8): 1 sp( p ) L1L2   M 1 (M 2 p )  (M 1 p )M 2  p (M 1 M 2 ) 2 Sử dụng công thức tính vết trên ta đi tính tiết diện tán xạ        iqR Ht      i Ht iqR i 1  1  sp  V V p ' p (t )  sp    p' p l  Al  2 Bl ( J l ) e .l ' e  Al '  2 Bl ' ( Jl ' ) e e l ' l   4 2 1 2   iqR i   iqR i  Ht r0 )  Fj (q )e L j  e Fj ' (q )e L j 'e Ht +( j'  j'   m 2 j j' Phạm Thị Hằng 20
Luận văn thạc sĩ khoa học  1      4 2 1 i   iqR  Ht  i   Al  Bl ( J l )  eiqRl r0  e  Fj ' (q )e j ' L j 'e    Ht  l  2   m 2 j'  4 2 1   iqR i Ht  1       i Ht   ( r0 ) Fj (q )e j L j  e   Al '  Bl ' ( J l ' )  eiqRl ' e   m 2 j l'  2      1    1    iqRl iqRl ' ( t )    = sp     A  2 B ( J ) . l l l   Al '  Bl ' ( J l ' )   . e e   ll ' 2   4 2  + sp   (  1     r0 )2  Fj (q ).L j .Fj ' (q ).L j ' . e j e j '  iqR iqR ( t )    m 2 jj '      1    4 2 1       sp    A   l 2 l lj '  B ( J ) l  .  m r0 F j' ( q ) L j' . e  iqRl iqR j ( t ) e    2    4 2 1   1      r0 ) Fj (q ).L j .  Al '  Bl ' ( J l ' )  . e e l ' (t )  iqR j iqR  sp   (  (2.10)  m 2 il '  2   Ta đi tính từng số hạng của công thức (2.10):         Số hạng 1= sp   1   l 2 l J l ) A B (  1   l ' 2 l ' J l ') A B ( e iqRl e iqRl ' (t )   ll '            = sp 1 1 ( I  ( p0 ))  Al  Bl (J l )  Al '  1 Bl ' ( J l ') e iqRl e iqRl ' (t )   2 ll '  2  2           sp 1 1 1 ( I  ( p0   ))  Al  Bl (J l )  Al '  Bl ' (J l ') e iqRl e iqRl ' (t )   2 ll '  2  2   sp ( I  ( p0   ))  Al Al '  Bl (  J l ) Al '  Al Bl ' (  J l' (t )) 1 1 1 2 ll ' 2 2    1 Bl Bl ' (  J l )(  J l' (t ))  e iqRl e iqRl ' (t )   4 Phạm Thị Hằng 21

CÓ THỂ BẠN MUỐN DOWNLOAD

LV.11: Bộ Luận Văn Tốt Nghiệp Chuyên Ngành Tài Chính Ngân Hàng

172 tài liệu

841 lượt tải

THÔNG TIN

TRỢ GIÚP

HỖ TRỢ KHÁCH HÀNG

Theo dõi chúng tôi

Chịu trách nhiệm nội dung:

Nguyễn Công Hà - Giám đốc Công ty TNHH TÀI LIỆU TRỰC TUYẾN VI NA

LIÊN HỆ

Địa chỉ: P402, 54A Nơ Trang Long, Phường 14, Q.Bình Thạnh, TP.HCM

Hotline: 093 303 0098

Email: support@tailieu.vn

Giấy phép Mạng Xã Hội số: 670/GP-BTTTT cấp ngày 30/11/2015 Copyright © 2022-2032 TaiLieu.VN. All rights reserved.