нейтроны , 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, a) и деление (см. Ядра атомного деление ). Реакции 3He (n, р) 3Н, 10B (n, a) 7Li, 6Li (n, a) 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 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)] E 0, где E 0 - 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 D E между уровнями энергии системы и соотношения между длиной волны нейтрона l (см. Волны де Бройля ) и межатомными расстояниями a . При E n > D E и l < < а ( E n ³ 1 эв ) нейтрон 'не чувствует' атомных связей и порядка в расположении атомов (см. Дальний и ближний порядок ). Рассеяние обычно происходит так же, как на изолированных неподвижных ядрах, при этом нейтрон теряет энергию ~2 А E n / ( A + 1)2 ( А - массовое число ядра).
При E n ~ D E и l ~ 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 l ~ 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 ³ 10 кэв можно получать с помощью электростатических генераторов 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 l > 2 d , 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 ~ 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.