Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
Рис. 9.
рисунках соответствуют кваркам, волнистые — глюонам. Этот метод позволяет получить многочисл. соотношения между траекториями и вычетами разл, полюсов Редже н описать все осн. характеристики процессов множественного рождения адронов: распределения по множественности образующихся частиц, инклюзивные спектры адронов, корреляции. Модель воспроизводит быстрый рост кнклюзивиых спектров (в центр, области быстрот) с увеличением энергии, приближённый KNO-скейлинг (см. Масштабная инвариантность) и его нарушение при энергиях Vs ~ IO8 ГэВ. Инклюзивные спектры адронов выражаются через распределения кварков (дикварков) в сталкивающихся адронах и соответствующие ф-ции фрагментации. Использование реджеонных асимптотик прн построении ф-ций фрагментации позволило описать спектры разл. адронов (я*, Kir K0t R0, р, п, р, Л и др.). Полученные результаты обобщаются на процессы взаимодействия адронов и ядер с ядрами.
JIum.; DRegge Т., Introduction to complex orbital momenta, «Nuovo Cim.», 1959, v. 14, p. 051; 2) К о л л ив э П., Сквайре Э., Полюса Редже в физике частиц, пер. с англ.. М., 1971; 3) С Ь е w G. P., Prautscbi S. С., Principle ot equivalence for all strongly Interacting particles within the S-mat-rix framework, «Phys. Rev. Lett.», 1901, v. 7, p. 394; Грибов В. Hm О возможном асимптотическом поведении упругого рассеяния, «ЖЭТФ», 1961, т. 41, с. 667; его же, Парциальные волны с комплексными орбитальными моментами и асимптотическое поведение амплитуды рассеяния там же, с. 1962; 4) Araatl D., S t an g b е I I і п і A., Punini S., Theory of high energy scattering and multiple production, «Nuovo Cim.», 1962, v. 26, p. 896; 5) Mandelstam S., Cuts in the angular-momentum plane, «Nuovo Cim.», 1963, v. 30, p. 1127, 1148; 6) Г p и б о в В. H., Померанчук И. Я., Tep-Мартиросян К. А., Двигающиеся точки ветвления в }-плоскости и реджионные условия унитарности, «Ядерная физика», 1965, т. 5, с. 361; 7) Грибов В. H., Реджаонная диаграммная техника, «ЖЭТФ», 1967, т. 53, с. 654; 8) Абрамовский В. А., Грибов В. H., Канчели О. В., Характер инклюзивных спектров и флуктуаций в неупругих процессах, обусловленных многопомеронным обменом, «Ядерная физика», 1973, т. 18., с. 595; 9) Кайдалов А. В., Тер-Марти-росян К. А., Множественное образование адронов при высоких энергиях в модели кварк-глюонных струн, <<Ядерная физика», 1984, т. 39, с. 1545, т. 40, с. 211. А. Б. Кайдалов.
РЕДЖЕОН (движущийся полюс, полюс Редже) — объект, возникающий при описании амплитуд упругого и неупругого рассеяния при высоких энергиях в рамках метода комплексных угл. моментов. Cm. Редже полюсов метод.
РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫЕ МАГНЕТИКИ — кристаллич. и аморфные магнетики (металлы, сплавы, соединения), содержащие редкоземельные элементы — лантаноид м. В более узком смысле Р. м.— вещества, содержащие редкоземельно-лантаноидные (РЗЛ) элементы и обладающие магн. упорядочением (ферро-, ферри- и антиферромагнетизмом).
Природа магнетизма РЗЛ элементов. Магн. мохерг
атомов обусловлен частично заполненной 4/-оболочкоі, Внеш. часть электронных оболочек РЗЛ атомов, ць'-< ходящаяся вне заполненных слоев, соответствующей атому Xe, имеет нонфигурацню 4/n5*a5p#5d®+1eilJ где п принимает значения от 1 до 14. В ряду лантанов': дов при возрастаник порядкового номера Z от Z = ЗД до Z = 71 число 4/-электронов монотонно возрастает от п — 1 до п = 14. Незаполненность 4 /-электронно! оболочни за исключением лютеция (Lu) с « = 14 приводит и появлению нескомпенснрованного спинового (S) и орбитального (L) моментов. В РЗЛ атомах илі ионах 4/-оболочка расположена глубоко внутри атома и экранирована от действия кристаллич. поля вышележащими электронными слоями 5s2 и 5рб.
Среднее межатомное расстояние в Р. м. на порядок величины превышает радиус 4/-оболочки. По эти*, причинам в Р. м. отсутствует заметное перекрытие вол-' новій ф-ций 4/-электронов соседних атомов. '
Вследствие сильной экранировки 4/-оболочки дейст* вие электростатнч. поля иа орбитальный момент 4 оболочки значительно уменьшено, поэтому «зама раж и вание» орбитальных моментов выражено весьма слабо.1 Кроме того, спин-op витальное взаимодействие (характерная энергия ~ 10-1 эВ) весьма велико и электростатнч. поле окружающих атомов (энергия взаимодействия, эВ) не разрушает спин-орбитальную связь (см,: Связь векторная). Орбитальный момент, так же, как и; спиновый, формирует магн. момент РЗЛ атома. Спиновый S и орбитальный L моменты связаны в результирующий момент J. В оск. состоянии J — L S для РЗЛ элементов от гадолиния (Gd) до иттербия (Yb),
— L — S для РЗЛ элементов от церия (Ce) до европия (Eu).
Магнитные свойства РЗЛ металлов обусловлены особенностями электронной структуры их ионов, кристаллич. структуры, магнитной анизотропии и обменного взаимодействия.
В большинстве РЗЛ металлов существуют периоднч.. магнитные атомные структуры, период к-рых доволь-но часто является несоизмеримым с периодом кристал-лнч, решётки. Обменное взаимодействие между РЗЛ ионами является косвенным и осуществляется через электроны проводимости (см. PKKЯ-обменное взаимодействие). Волновой вектор периодич. маги, структур определяется топологич. особенностями gЗерми-поверхности и близок к диаметрам её экстремальных се-ченнй. Магн. структуры и магнитные фазовые переходы зависят также от специфики косвенного обменного взаимодействия и влияния магн. анизотропии и магнитол упругого взаимодействия. В Ce обнаружено антиферро-магн. упорядочение ниже Нееля точки Tn — 12,5 К. У неодима (Nd) ниже TtN = 19,2 К происходит антифер-ромаги. упорядочение в гексагональных узлах двойной] гексагональио-шіотноупаковаииой решётки с модуляцией величины маги, моментов вдоль оси [1010] в базисной плоскости. Темп-ре T11Jv = 7,8 К соответствует антиферромаги. упорядочение магн. моментов кубич. узлов. Их величина также модулируется по оси [ЮТО]. В самарии (Sm) ниже TiN ~ 106 К магн. моменты соседних слоёв атомов с гексагональным окружением ориентируются попарно антипараллельно, а при TlN ^ = 13,8 К происходит дополнительное антиферромаги. упорядочение магн. моментов кубич. узлов. Имеющий обт>ёмноцентрнровайную решётку Eu обладает ниже Tn — 90 К антиферромаги. геликоидальной структурой, осью к-рой является одна из кубич. осей типа [100]. В Gd ниже Кюри точки Tc ~ 293 К возникает ферро-магн. упорядочение. Тербнй(ТЬ), диспрозпй (Dy) и гольмий (Ho) обнаруживают две темп-ры маги, фазовых переходов. При охлаждении ииже темп-ры Tn происходит переход Hs пара магн. состояния в антиферромаги. состояние с геликоидальной магн. структурой, к-рая существует вплоть до темп-ры Tc, где происходят переход
