Значение слова НЕЙТРОН в Большой советской энциклопедии, БСЭ

НЕЙТРОН

(англ. neutron, от лат. neuter - ни тот, ни другой; символ n), нейтральная (не обладающая электрическим зарядом) элементарная частица со спином 1/2 (в единицах постоянной Планка ) и массой, незначительно превышающей массу протона. Из протонов и Н. построены все ядра атомные . 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 , 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) a-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. t ' 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 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 (³ 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: mn - mр (1,29344 | 0,00007) Мэв, измеренная по энергетическому балансу различных ядерных реакций. Из сопоставления этой величины с массой протона получается (в энергетических единицах)

mn (939,5527 | 0,0052) Мэв;

это соответствует mn ' 1,6T10-24 г, или mn '1840 mе, где mе - 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 2 J + 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 (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 < 10-17 e, где е - элементарный электрический заряд, а косвенные измерения (по электрической нейтральности макроскопических объёмов газа) дают оценку Q < 2T10-22 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 , 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) 2 I + 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 L-, S|-, S0-, X-, X0 - гипероны , отличающиеся от n и р странностью (см. Элементарные частицы ) .

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

mn - (1,91315 | 0,00007) mя,

где mя5,05×10-24 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 (mр 2,79mя), указывает на то, что эти частицы имеют сложную внутреннюю структуру, т. е. внутри них существуют электрические токи, создающие дополнительный 'аномальный' магнитный момент протона 1,79mя и приблизительно равный ему по величине и противоположный по знаку магнитный момент Н. (-1,9mя) (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 (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 dn < 10-23 смTe. Этоозначает, 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 p+-мезона на протоне и p-мезона на Н. равны, так как системы p+р и p-n имеют одинаковый изотопический спин I 3/2 и отличаются лишь значениями проекции изотопического спина I3 ( I 3 + 3/2 в первом и I 3 - 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 ( - 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, p- + d - 2n + g - 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 a-частиц (ядер 4He) и g-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 ) - p-мезонами, r-мезонами и др. Такая картина взаимодействия объясняет короткодействующий характер ядерных сил, радиус которых определяется комптоновской длиной волны самого лёгкого адрона - p-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 p-мезона: n - p + p- - 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 p-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 p-мезонов, испускаемых виртуально в процессе n - p + p- - n, а аномальный магнитный момент протона - орбитальным движением виртуального облака p+-мезонов, создаваемого процессом р - n + p+- 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. g - 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 )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 (~ 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 (nm) нейтроном: nm + n - р + m-, ядерный захват мюонов: m- + р - n + nm, распады странных частиц , например L - p| + 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 , к числу которых относятся, в частности, так называемые пульсары .

В первичной компоненте космических лучей 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 . Распад медленных Н., диффундирующих из атмосферы в околоземное космическое пространство, является одним из основных источников электронов, заполняющих внутреннюю область радиационного 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.

Большая советская энциклопедия, БСЭ. 2012