очень Медленные нейтроны, со скоростями £ 5 м/сек. Термин "У. н." объясняется тем, что примерно с такой же скоростью двигались бы молекулы газа при температуре ниже 10^-2 К. У. н. обладают малой кинетической энергией (порядка 10^-7 эв), недостаточной для преодоления слабого отталкивания ядрами большинства химических элементов, и поэтому полностью отражаются от поверхности многих материалов. Величина отталкивающего потенциала равна:

,

где h - Планка постоянная, m - масса нейтрона, N_i - плотность ядер i -го сорта в веществе, a_i - так называемая длина рассеяния нейтрона на этих ядрах. Для меди U = 1,7․10^-7 эв, для стекла U = 10^-7 эв. Для ядер ¹H, ⁷Li, ⁴⁸Ti и ¹⁸⁶W U < 0, то есть У. н. притягиваются. Отражение У. н. в некоторой степени можно уподобить отражению света от металлических зеркал, оно может быть описано мнимым показателем преломления для нейтронной волны внутри отражающей среды (см. Нейтронная оптика).

Полное отражение У. н. от стенок позволяет хранить их в течение нескольких мин внутри замкнутых вакуумированных объёмов. Впервые на эту особенность У. н. в 1959 указал Я. Б. Зельдович; первые эксперименты по обнаружению и хранению У. н. были выполнены Ф. Л. Шапиро с сотрудниками в 1968. Время хранения У. н. в замкнутых сосудах ограничено временем жизни свободного нейтрона до Бета-распада, а также процессами захвата нейтронов ядрами и неупругого рассеяния нейтронов на ядрах в поверхностном слое толщиной (4πΝa)^-1/2 Ультрахолодные нейтроны 10^-6 см. У. н. могут течь по трубам произвольной формы (нейтроноводам) как разреженный газ. Изогнутые нейтроноводы используются для вывода У. н. из ядерных реакторов (См. Ядерный реактор) и выделения из потока тепловых нейтронов (См. Тепловые нейтроны), в котором доля У. н. составляет лишь 10^-11. Поэтому реально получаемые плотности У. н. £1 нейтрон/см³. На движение У. н. существенно влияют магнитное и гравитационное поля. Свойства У. н. пока недостаточно изучены, но, по-видимому, они могут служить чувствительным инструментом для обнаружения возможного электрического заряда или электрического дипольного момента у нейтрона (см. Нейтрон).

Лит.: Гуревич И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, М., 1965; Власов Н, А., Нейтроны, 2 изд., М., 1972.

В. И. Лущиков.

НЕЙТР'ОН, нейтрона, ·муж. (от ·лат. neutrum, ·букв. ни то, ни другое) (физ. неол.). Входящая в ядро атома материальная частица, лишенная электрического заряда, электрически нейтральная.

нейтральная (не обладающая электрическим зарядом) элементарная частица со спином ¹/₂ (в единицах постоянной Планка ħ) и массой, незначительно превышающей массу протона. Из протонов и Н. построены все ядра атомные (См. Ядро атомное). Магнитный момент Н. равен примерно двум ядерным Магнетонам и отрицателен, т. е. направлен противоположно механическому, спиновому, моменту количества движения. Н. относятся к классу сильно взаимодействующих частиц (адронов) и входят в группу барионов, т. е. обладают особой внутренней характеристикой - барионным зарядом (См. Барионный заряд), равным, как и у протона (р), + 1. Н. были открыты в 1932 английским физиком Дж. Чедвиком, который установил, что обнаруженное немецкими физиками В. Боте и Г. Бекером проникающее излучение, возникающее при бомбардировке атомных ядер (в частности, бериллия) α-частицами, состоит из незаряженных частиц с массой, близкой к массе протона.

Н. устойчивы только в составе стабильных атомных ядер. Свободный Н. - нестабильная частица, распадающаяся на протон, электрон (е^-) и электронное антинейтрино :

среднее время жизни Н. τ ≈ 16 мин. В веществе свободные Н. существуют ещё меньше (в плотных веществах единицы - сотни мксек) вследствие их сильного поглощения ядрами. Поэтому свободные Н. возникают в природе или получаются в лаборатории только в результате ядерных реакций (см. Нейтронные источники). В свою очередь, свободный Н. способен взаимодействовать с атомными ядрами, вплоть до самых тяжёлых; исчезая, Н. вызывает ту или иную ядерную реакцию, из которых особое значение имеет деление тяжёлых ядер, а также радиационный захват Н., приводящий в ряде случаев к образованию радиоактивных изотопов. Большая эффективность Н. в осуществлении ядерных реакций, своеобразие взаимодействия с веществом совсем медленных Н. (резонансные эффекты, дифракционное рассеяние в кристаллах и т.п.) делают Н. исключительно важным орудием исследования в ядерной физике и физике твёрдого тела. В практических приложениях Н. играют ключевую роль в ядерной энергетике (См. Ядерная энергетика) производстве трансурановых элементов и радиоактивных изотопов (искусственная радиоактивность), а также широко используются в химическом анализе (Активационный анализ) и в геологической разведке (Нейтронный каротаж).

В зависимости от энергии Н. принята их условная классификация: ультрахолодные Н. (до 10^-7 эв), очень холодные (10^-7-10^-4 эв), холодные (10^-4-5․10^-3 эв), тепловые (5․10^-3-0,5 эв), резонансные (0,5-10⁴ эв), промежуточные (10⁴-10⁵ эв), быстрые (10⁵-10⁸ эв), высокоэнергичные (10⁸-10¹⁰ эв) и релятивистские (≥ 10¹⁰ эв); все Н. с энергией до 10⁵ эв объединяют общим названием Медленные нейтроны.

О методах регистрации Н. см. Нейтронные детекторы.

Основные характеристики нейтронов

Масса. Наиболее точно определяемой величиной является разность масс Н. и протона: m_n - m_р = (1,29344 ± 0,00007) Мэв, измеренная по энергетическому балансу различных ядерных реакций. Из сопоставления этой величины с массой протона получается (в энергетических единицах)

m_n = (939,5527 ± 0,0052) Мэв;

это соответствует m_n ≈ 1,6·10^-24 г, или m_n ≈ 1840 m_е, где m_е - масса электрона.

Спин и статистика. Значение ¹/₂ для спина Н. подтверждается большой совокупностью фактов. Непосредственно спин был измерен в опытах по расщеплению пучка очень медленных Н. в неоднородном магнитном поле. В общем случае пучок должен расщепиться на 2J + 1 отдельных пучков, где J - спин Н. В опыте наблюдалось расщепление на 2 пучка, откуда следует, что J = ¹/₂. Как частица с полуцелым спином, Н. подчиняется Ферми - Дирака статистике (См. Ферми - Дирака статистика) (является фермионом); независимо это было установлено на основе экспериментальных данных по строению атомных ядер (см. Ядерные оболочки).

Электрический заряд нейтрона Q = 0. Прямые измерения Q по отклонению пучка Н. в сильном электрическом поле показывают, что, по крайней мере, Q < 10^-17e, где е - элементарный электрический заряд, а косвенные измерения (по электрической нейтральности макроскопических объёмов газа) дают оценку Q < 2·10^-22 е.

Другие квантовые числа нейтрона. По своим свойствам Н. очень близок протону: n и р имеют почти равные массы, один и тот же спин, способны взаимно превращаться друг в друга, например в процессах Бета-распада; они одинаковым образом проявляют себя в процессах, вызванных сильным взаимодействие (См. Сильные взаимодействия), в частности Ядерные силы, действующие между парами р-р, n-p и n-n, одинаковы (если частицы находятся соответственно в одинаковых состояниях). Такое глубокое сходство позволяет рассматривать Н. и протон как одну частицу - нуклон, которая может находиться в двух разных состояниях, отличающихся электрическим зарядом Q. Нуклон в состоянии с Q = + 1 есть протон, с Q = 0 - Н. Соответственно, нуклону приписывается (по аналогии с обычным спином) некоторая внутренняя характеристика - изотонический спин I, равный ¹/₂, "проекция" которого может принимать (согласно общим правилам квантовой механики) 2I + 1 = 2 значения: + ¹/₂ и -¹/₂. Т. о., n и р образуют изотопический дублет (см. Изотопическая инвариантность): нуклон в состоянии с проекцией изотопического спина на ось квантования + ¹/₂ является протоном, а с проекцией -¹/₂ - Н. Как компоненты изотопического дублета, Н. и протон, согласно современной систематике элементарных частиц, имеют одинаковые квантовые числа: барионный заряд В =+ 1, Лептонный заряд L = 0, Странность S = 0 и положительную внутреннюю Чётность. Изотопический дублет нуклонов входит в состав более широкой группы "похожих" частиц - так называемый октет барионов с J = ¹/₂, В = 1 и положительной внутренней чётностью; помимо n и р в эту группу входят Λ^-, Σ^±-, Σ⁰-, Ξ^--, Ξ⁰- Гипероны, отличающиеся от n и р странностью (см. Элементарные частицы).

Магнитный дипольный момент нейтрона, определённый из экспериментов по ядерному магнитному резонансу, равен:

μ_n = - (1,91315 ± 0,00007) μ_я,

где μ_я=5,05․10^-24 эрг/гс - ядерный магнетон. Частица со спином ¹/₂, описываемая Дирака уравнением, должна обладать магнитным моментом, равным одному магнетону, если она заряжена, и нулевым, если не заряжена. Наличие магнитного момента у Н., так же как аномальная величина магнитного момента протона (μ_р = 2,79μ_я), указывает на то, что эти частицы имеют сложную внутреннюю структуру, т. е. внутри них существуют электрические токи, создающие дополнительный "аномальный" магнитный момент протона 1,79μ_я и приблизительно равный ему по величине и противоположный по знаку магнитный момент Н. (-1,9μ_я) (см. ниже).

Электрический дипольный момент. С теоретической точки зрения, электрический дипольный момент d любой элементарной частицы должен быть равен нулю, если взаимодействия элементарных частиц инвариантны относительно обращения времени (См. Обращение времени) (Т-инвариантность). Поиски электрического дипольного момента у элементарных частиц являются одной из проверок этого фундаментального положения теории, и из всех элементарных частиц, Н. - наиболее удобная частица для таких поисков. Опыты по методу магнитного резонанса на пучке холодных Н. показали, что d_n < 10^-23 см·e. Это означает, что сильное, электромагнитное и слабое взаимодействия с большой точностью Т-инвариантны.

Взаимодействия нейтронов

Н. участвуют во всех известных взаимодействиях элементарных частиц - сильном, электромагнитном, слабом и гравитационном.

Сильное взаимодействие нейтронов. Н. и протон участвуют в сильных взаимодействиях как компоненты единого изотопического дублета нуклонов. Изотопическая инвариантность сильных взаимодействий приводит к определённой связи между характеристиками различных процессов с участием Н. и протона, например эффективные сечения рассеяния π⁺-мезона на протоне и π^--мезона на Н. равны, так как системы π⁺р и π^-n имеют одинаковый изотопический спин I = ³/₂ и отличаются лишь значениями проекции изотопического спина I₃ (I₃ = + ³/₂ в первом и I₃ = - ³/₂ во втором случаях), одинаковы сечения рассеяния К⁺ на протоне и К°на Н, и т.п. Справедливость такого рода соотношений экспериментально проверена в большом числе опытов на ускорителях высокой энергии. [Ввиду отсутствия мишеней, состоящих из Н., данные о взаимодействии с Н. различных нестабильных частиц извлекаются главным образом из экспериментов по рассеянию этих частиц на дейтроне (d) - простейшем ядре, содержащем Н.]

При низких энергиях реальные взаимодействия Н. и протонов с заряженными частицами и атомными ядрами сильно различаются из-за наличия у протона электрического заряда, обусловливающего существование дальнодействующих кулоновских сил между протоном и др. заряженными частицами на таких расстояниях, на которых короткодействующие ядерные силы практически отсутствуют. Если энергия столкновения протона с протоном или атомным ядром ниже высоты кулоновского барьера (которая для тяжелых ядер порядка 15 Мэв), рассеяние протона происходит в основном за счёт сил электростатического отталкивания, не позволяющих частицам сблизиться до расстояний порядка радиуса действия ядерных сил. Отсутствие у Н. электрического заряда позволяет ему проникать через электронные оболочки атомов и свободно приближаться к атомным ядрам. Именно это обусловливает уникальную способность Н. сравнительно малых энергий вызывать различные ядерные реакции, в том числе реакцию деления тяжёлых ядер. О методах и результатах исследований взаимодействия Н. с ядрами см. в статьях Медленные нейтроны, Нейтронная спектроскопия, Ядра атомного деление, Рассеяние медленных Н. на протонах при энергиях вплоть до 15 Мэв сферически симметрично в системе центра инерции. Это указывает на то, что рассеяние определяется взаимодействием n - р в состоянии относительного движения с орбитальным моментом количества движения l = 0 (так называемая S-волна). Рассеяние в S-cocтоянии является специфически квантовомеханическим явлением, не имеющим аналога в классической механике. Оно превалирует над рассеянием в др. состояниях, когда де-бройлевская длина волны Н.

порядка или больше радиуса действия ядерных сил (ħ - постоянная Планка, v - скорость Н.). Поскольку при энергии 10 Мэв длина волны Н.

эта особенность рассеяния Н. на протонах при таких энергиях непосредственно даёт сведения о порядке величины радиуса действия ядерных сил. Теоретическое рассмотрение показывает, что рассеяние в S-cocтоянии слабо зависит от детальной формы потенциала взаимодействия и с хорошей точностью описывается двумя параметрами: эффективным радиусом потенциала r и так называемой длиной рассеяния а. Фактически для описания рассеяния n - р число параметров вдвое больше, так как система np может находиться в двух состояниях, обладающих различными значениями полного спина: J = 1 (триплетное состояние) и J = 0 (синглетное состояние). Опыт показывает, что длины рассеяния Н. протоном и эффективные радиусы взаимодействия в синглетном и триплетном состояниях различны, т. е. ядерные силы зависят от суммарного спина частиц, Из экспериментов следует также, что связанное состояние системы np (ядро дейтерия) может существовать лишь при суммарном спине 1, в то время как в синглетном состоянии величина ядерных сил недостаточна для образования связанного состояния Н. - протон. Длина ядерного рассеяния в синглетном состоянии, определённая из опытов по рассеянию протонов на протонах (два протона в S-cocтоянии, согласно Паули принципу, могут находиться только в состоянии с нулевым суммарным спином), равна длине рассеяния n-p в синглетном состоянии. Это согласуется с изотопической инвариантностью сильных взаимодействий. Отсутствие связанной системы пр в синглетном состоянии и изотопическая инвариантность ядерных сил приводят к выводу, что не может существовать связанной системы двух Н. - так называемый бинейтрон (аналогично протонам, два Н. в S-cocтоянии должны иметь суммарный спин, равный нулю). Прямых опытов по рассеянию n-n не проводилось ввиду отсутствия нейтронных мишеней, однако, косвенные данные (свойства ядер) и более непосредственные - изучение реакций ³H + ³H → ⁴He + 2n, π^- + d → 2n + γ - согласуются с гипотезой изотопической инвариантности ядерных сил и отсутствием бинейтрона. [Если бы существовал бинейтрон, то в этих реакциях наблюдались бы при вполне определенных значениях энергии пики в энергетических распределениях соответственно α-частиц (ядер ⁴He) и γ-квантов.] Хотя ядерное взаимодействие в синглетном состоянии недостаточно велико, чтобы образовать бинейтрон, это не исключает возможности образования связанной системы, состоящей из большого числа одних только Н. - нейтронных ядер. Этот вопрос требует дальнейшего теоретического и экспериментального изучения. Попытки обнаружить на опыте ядра из трёх-четырёх Н., а также ядра ⁴H, ⁵H, ⁶H не дали пока положительного результата, Несмотря на отсутствие последовательной теории сильных взаимодействий, на основе ряда существующих представлении можно качественно понять некоторые закономерности сильных взаимодействий и структуры Н. Согласно этим представлениям, сильное взаимодействие между Н. и др. адронами (например, протоном) осуществляется путём обмена виртуальными адронами (см. Виртуальные частицы) - π-мезонами, ρ-мезонами и др. Такая картина взаимодействия объясняет короткодействующий характер ядерных сил, радиус которых определяется комптоновской длиной волны (См. Комптоновская длина волны) самого лёгкого адрона - π-мезона (равной 1,4․10^-13 см). Вместе с тем она указывает на возможность виртуального превращения Н. в др. адроны, например процесс испускания и поглощения π-мезона: n → p + π^- → n. Известная из опыта интенсивность сильных взаимодействий такова, что Н. подавляющее время должен проводить в подобного рода "диссоциированных" состояниях, находясь как бы в "облаке" виртуальных π-мезонов и др. адронов. Это приводит к пространственному распределению электрического заряда и магнитного момента внутри Н., физические размеры которого определяются размерами "облака" виртуальных частиц (см. также Формфактор). В частности, оказывается возможным качественно интерпретировать отмеченное выше приблизительное равенство по абсолютной величине аномальных магнитных моментов Н. и протона, если считать, что магнитный момент Н. создаётся орбитальным движением заряженных π^--мезонов, испускаемых виртуально в процессе n → p + π^- → n, а аномальный магнитный момент протона - орбитальным движением виртуального облака π⁺-мезонов, создаваемого процессом р → n + π⁺ → р.

Электромагнитные взаимодействия нейтрона. Электромагнитные свойства Н. определяются наличием у него магнитного момента, а также существующим внутри Н. распределением положительного и отрицательного зарядов и токов. Все эти характеристики, как следует из предыдущего, связаны с участием Н. в сильном взаимодействии, обусловливающем его структуру. Магнитный момент Н. определяет поведение Н. во внешних электромагнитных полях: расщепление пучка Н. в неоднородном магнитном поле, прецессию спина Н. Внутренняя электромагнитная структура Н. проявляется при рассеянии электронов высокой энергии на Н. и в процессах рождения мезонов на Н. γ-квантами (фоторождение мезонов). Электромагнитные взаимодействия Н. с электронными оболочками атомов и атомными ядрами приводят к ряду явлений, имеющих важное значение для исследования строения вещества. Взаимодействие магнитного момента Н. с магнитными моментами электронных оболочек атомов проявляется существенно для Н., длина волны которых порядка или больше атомных размеров (энергия Е < 10 эв), и широко используется для исследования магнитной структуры и элементарных возбуждений (спиновых волн (См. Спиновые волны)) магнитоупорядоченных кристаллов (см. Нейтронография). Интерференция с ядерным рассеянием позволяет получать пучки поляризованных медленных Н. (см. Поляризованные нейтроны).

Взаимодействие магнитного момента Н. с электрическим полем ядра вызывает специфическое рассеяние Н., указанное впервые американским физиком Ю. Швингером и потому называемое "швингеровским". Полное сечение этого рассеяния невелико, однако при малых углах (Нейтрон 3°) оно становится сравнимым с сечением ядерного рассеяния; Н., рассеянные на такие углы, в сильной степени поляризованы.

Взаимодействие Н. - электрон (n-e), не связанное с собственным или орбитальным моментом электрона, сводится в основном к взаимодействию магнитного момента Н. с электрическим полем электрона. Другой, по-видимому меньший, вклад в (n-e)-взаимодействие может быть обусловлен распределением электрических зарядов и токов внутри Н. Хотя (n-e)-взаимодействие очень мало, его удалось наблюдать в нескольких экспериментах.

Слабое взаимодействие нейтрона проявляется в таких процессах, как распад Н.:

захват электронного антинейтрино протоном:

и мюонного нейтрино (ν_μ) нейтроном: ν_μ + n → р + μ^-, ядерный захват мюонов: μ^- + р → n + ν_μ, распады странных частиц (См. Странные частицы), например Λ → π° + n, и т.д.

Гравитационное взаимодействие нейтрона. Н. - единственная из имеющих массу покоя элементарных частиц, для которой непосредственно наблюдалось гравитационное взаимодействие - искривление в поле земного тяготения траектории хорошо коллимированного пучка холодных Н. Измеренное гравитационное ускорение Н. в пределах точности эксперимента совпадает с гравитационным ускорением макроскопических тел.

Нейтроны во Вселенной и околоземном пространстве

Вопрос о количестве Н. во Вселенной на ранних стадиях её расширения играет важную роль в космологии. Согласно модели горячей Вселенной (см. Космология), значительная часть первоначально существовавших свободных Н. при расширении успевает распасться. Часть Н., которая оказывается захваченной протонами, должна в конечном счёте привести приблизительно к 30\%-ному содержанию ядер Не и 70\%-ному - протонов. Экспериментальное определение процентного состава He во Вселенной - одна из критических проверок модели горячей Вселенной.

Эволюция звёзд в ряде случаев приводит к образованию нейтронных звёзд (См. Нейтронные звёзды), к числу которых относятся, в частности, так называемые Пульсары.

В первичной компоненте космических лучей (См. Космические лучи) Н. в силу своей нестабильности отсутствуют. Однако взаимодействия частиц космических лучей с ядрами атомов земной атмосферы приводят к генерации Н. в атмосфере. Реакция ¹⁴N (n, р)¹⁴С, вызываемая этими Н., - основной источник радиоактивного изотопа углерода ¹⁴C в атмосфере, откуда он поступает в живые организмы; на определении содержания ¹⁴C в органических остатках основан радиоуглеродный метод геохронологии (См. Геохронология). Распад медленных Н., диффундирующих из атмосферы в околоземное космическое пространство, является одним из основных источников электронов, заполняющих внутреннюю область радиационного пояса Земли (См. Радиационные пояса Земли).

Лит.: Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971; Гуревич И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, М., 1965.

Ф. Л. Шапиро, В. И. Лущиков.

электрически нейтральная элементарная частица с массой, почти равной массе протона.

нейтроны с кинетической энергией до 100 кэв. Различают ультрахолодные нейтроны (0-10^-7 эв), холодные нейтроны (10^-7-5․10^-3 эв), тепловые нейтроны (5․10^-3-0,5 эв), резонансные нейтроны (0,5 эв - 10 кэв) и промежуточные нейтроны (10-100 кэв). Часто резонансные и промежуточные нейтроны объединяют под общим термином "промежуточные нейтроны" (0,5 эв - 100 кэв). Нейтроны с энергией >100 кэв называются быстрыми. Выделение терминов "М. н." и "быстрые нейтроны" связано с различным характером их взаимодействия с веществом, разными методами получения и регистрации, а также с различными направлениями использования. Приведённые значения граничных энергий условны. В действительности эти границы размыты и зависят от типа явлений и конкретного вещества.

Взаимодействие М. и. с ядрами. Универсальным процессом, который идёт на всех ядрах при любой энергии нейтрона, является рассеяние нейтронов. Особенность рассеяния М. н. состоит в том, что оно не сопровождается переходом ядра в возбуждённое состояние (упругое рассеяние). Неупругое рассеяние становится возможным, начиная с энергии, равной (1 + 1/А)E_в, где А - массовое число рассеивающего ядра, E_в - энергия его первого возбуждённого уровня. Эта энергия, как правило, не меньше нескольких десятков кэв, а для чётно-чётных сферических ядер достигает нескольких Мэв.

Поскольку 100 кэв в ядерном масштабе энергий небольшая величина, М. н. могут вызывать только такие Ядерные реакции, которые сопровождаются выделением энергии (экзотермические). Сюда относится прежде всего захват нейтрона ядром, сопровождающийся электромагнитным излучением (радиационный захват). Радиационный захват энергетически выгоден и с большей или меньшей вероятностью (эффективным сечением) наблюдается для всех ядер за исключением ⁴He. Три других типа ядерных реакций, энергетически выгодных для многих ядер, - это реакции (n, р), (n, α) и деление (см. Ядра атомного деление). Реакции ³He (n, р) ³Н, ¹⁰B (n, α) ⁷Li, ⁶Li (n, α) ³H и ¹⁴N (n, р) ¹⁴С широко используются для регистрации М. н. (см. ниже), а также (за исключением первой) для защиты от М. н. Последние 2 реакции используются также для получения трития (См. Тритий) и изотопа углерода ¹⁴C. Реакция деления вызывается М. н. только на отдельных наиболее тяжёлых ядрах - ²³³U, ²³⁵U, ²³⁹Pu и некоторых других.

Наиболее характерной чертой взаимодействия М. н. с ядрами является наличие резонансных максимумов (резонансов) в энергетической зависимости эффективных сечений. Каждый резонанс соответствует возбуждённому состоянию составного ядра с массовым числом (А + 1), с энергией возбуждения, равной энергии связи нейтрона с ядром плюс величина [А/(А + 1)]E₀, где E₀ - кинетическая энергия нейтрона, при которой наблюдается резонанс. Энергетическая зависимость эффективного сечения вблизи резонанса описывается формулой Брейта - Вигнера (см. Нейтронная спектроскопия).

С увеличением энергии нейтронов резонансные линии расширяются, начинают перекрываться и происходит переход к характерной для быстрых нейтронов плавной зависимости сечений от энергии.

Сечение любой ядерной реакции, вызываемой достаточно медленным нейтроном, обратно пропорционально его скорости v. Это соотношение называется законом 1/v. Известна столь же общая поправка к закону 1/v, существенная, однако, только для отдельных реакций, обладающих очень большим эффективным сечением [например, ⁷Be (n, р),³Не (n, р)]. Обычно же отклонения от закона 1/v наступают, когда энергия нейтрона становится сравнимой с энергией ближайшего к 0 резонансного уровня. Для тепловых нейтронов закон 1/v справедлив для подавляющего большинства ядер.

Рассеяние М. н. в атомных системах. Характер рассеяния М. н. в молекулах и в кристаллах зависит от соотношения между энергией нейтрона E_n и разностью энергий ΔE между уровнями энергии системы и соотношения между длиной волны нейтрона λ (см. Волны де Бройля) и межатомными расстояниями a. При E_n > ΔE и λ << а (E_n ≥ 1 эв) нейтрон "не чувствует" атомных связей и порядка в расположении атомов (см. Дальний и ближний порядок (См. Дальний порядок и ближний порядок)). Рассеяние обычно происходит так же, как на изолированных неподвижных ядрах, при этом нейтрон теряет энергию Медленные нейтроны2А E_n / (A + 1)² (А - массовое число ядра).

При E_n Медленные нейтроны ΔE и λ Медленные нейтроны а (тепловые нейтроны) возможно упругое рассеяние (без изменения энергии нейтрона), а при неупругом рассеянии нейтрон может уже не только терять, но и приобретать энергию, причём изменение его энергии зависит не только от массы ядра, но и от энергетического спектра системы. Ядро при этом остаётся невозбуждённым. При λ Медленные нейтроны а имеет место дифракция нейтронов (см. Дифракция частиц) и магнитное рассеяние на атомных электронах.

Для тепловых нейтронов при скользящем падении на поверхность многих твёрдых тел наблюдается полное отражение, причём интервал углов, в котором происходит отражение, растет с уменьшением энергии нейтронов. Ультрахолодные нейтроны (скорость ≤ 5 м/сек) способны зеркально отражаться при любом угле падения на гладкую поверхность многих твёрдых тел. Поэтому такие нейтроны способны храниться длительно (сотни секунд) внутри замкнутых сосудов с полированными стенками (см. Ультрахолодные нейтроны, Нейтронная оптика).

Источники и детекторы. М. н с E_n ≥ 10 кэв можно получать с помощью электростатических генераторов (См. Электростатический генератор) в ядерных реакциях типа (р, n). Чаще всего пользуются реакциями ⁷Li (р, n) и ³Н (р, n). Энергия нейтронов регулируется изменением напряжения, ускоряющего протоны (см. Нейтронные источники). Для получения М. н. используют замедление быстрых нейтронов (см. Замедление нейтронов). При замедлении образуется сплошной спектр нейтронов, причём в достаточно больших массах хороших замедлителей (вода, графит и др.) большая часть нейтронов достигает тепловых скоростей. Образуются тепловые нейтроны, находящиеся в тепловом равновесии со средой и обладающие максвелловским распределением по энергиям (см. Больцмана статистика). При комнатной температуре наиболее вероятная энергия в потоке тепловых нейтронов равна 0,025 эв.

Для получения более медленных нейтронов используют охлаждение замедлителей до температуры жидкого азота или ниже. Для выделения холодных нейтронов применяют фильтрацию пучка тепловых нейтронов через некоторые вещества (Be, Pb, графит и другие). Такие вещества прозрачны для нейтронов с длиной волны λ > 2d, где d - наибольшее расстояние между атомными плоскостями. Фильтры из бериллия и графита пропускают нейтроны с энергией, меньшей 5,2․10^-3 эв и 1,5․10^-3 эв соответственно.

Детектирование М. н. производится по регистрации продуктов вызываемых ими ядерных реакций (см. Нейтронные детекторы). Метод регистрации ядер отдачи, возникающих при рассеянии нейтронов, применяемый для детектирования быстрых нейтронов, для М. н. непригоден, так как медленные ядра отдачи не производят ионизации.

Применение. М. н., и в частности тепловые нейтроны, имеют огромное значение для работы ядерных реакторов. Большие потоки тепловых нейтронов в ядерных реакторах широко используются для получения радиоактивных изотопов. Нейтронные резонансы дают возможность изучения свойств возбуждения уровней ядер в узкой полосе энергий возбуждения в области энергии связи нейтрона в ядре Медленные нейтроны 5-8 Мэв. Для физики твёрдого тела большое значение имеют структурные исследования кристаллов с помощью дифракции тепловых нейтронов. Исследования неупругого рассеяния тепловых и холодных нейтронов дают важные сведения о динамике атомов в твёрдых телах и жидкостях и о свойствах молекул (см. Нейтронография).

Лит.: Блатт Дж., Вайскопф В., Теоретическая ядерная физика, перевод с английского, М., 1954; Фельд Б. Т., Нейтронная физика, в книге: Экспериментальная ядерная физика, под редакцией Э. Сегре, перевод с английского, т. 2, М., 1955; Юз Д., Нейтронные исследования на ядерных котлах, перевод с английского, М., 1954; его же, Нейтронные эффективные сечения, перевод с английского, М., 1959; Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971; Гуревич И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, М., 1965.

Ф. Л. Шапиро.