Основные сведения о нейтронах

Размещено на http://www.allbest.ru/

Основные сведения о нейтронах



§ 1.1 Открытие нейтрона

Открытие нейтрона, положившее начало новой науке - нейтронной физике, связано с именем английского ученого Джеймса Чедвика. Родился Дж. Чедвик в Манчестере в 1891 году, получил образование в Манчестерском и Кембриджском университете, где учился у Э. Резерфорда и под его влиянием посвятил свою жизнь разработке проблем физики атомного ядра. нейтрон магнитный электрический заряд

28 апреля 1932 году на заседании Лондонского Королевского общества молодой ученый сделал первое сообщение о своем открытии.

У этого открытия есть своя предыстория. В 1914 году английский ученый Э. Резерфорд установил, что масса и положительный заряд атома сосредоточен в его центре, в ядре. Хотя существование ядра и было доказано, его действительное строение оставалось загадкой. Самой запутанной проблемой до 1932 года было объяснение отношения массы к заряду для всех ядер, исключая атомы водорода. Единственный тяжелый частицей, которая могла бы входить в состав ядра, был протон. Поэтому казалось логичным, что каждый тип ядра содержит число протонов, равное его массовому числу. С другой стороны, атомный номер, равный номеру заряда ядра, равен приблизительно половине массового числа. Были предприняты попытки объяснить эти расхождения присутствием внутри ядра электронов. Однако это противоречит принципам волновой механики - электрон слишком велик, чтобы поместиться внутри ядра, длина волны электронов внутри ядра значительно превосходит известные размеры ядер.

В то время как попытки создать теорию строения ядра зашли в тупик, одновременно проводились эксперименты, которые непосредственно не были связаны с этой проблемой, но, тем не менее, привели к ее расширению. Это были эксперименты, связанные с превращением элементов с помощью б-частиц от естественных источников (ускорителей тогда не было). Единственным известным тогда процессом была реакция (б, р). Реакция (б,р) наблюдалась почти со всеми ядрами, заряд которых не был настолько велик, чтобы кулонное отталкивание препятствовало сближению б-частиц с ядром. За несколькими исключениями все легкие элементы до калия включительно, были подвергнуты расщеплению путем бомбардировки их б-частицами.

Рис. 1.1

Среди исключений, однако, оказались очень легкие элементы, например Be и Li. При бомбардировке б-частицами этих элементов протоны были обнаружены. Такого рода эксперименты проводились в различных лабораториях. В 1930 году Боте и Беккер, работавшие в Германии, заметили, что при бомбардировке б-частицами металлического бериллия возникает сильно проникающее излучение, которое легко проходит сквозь слой Рb, толщиной несколько дюймов. Это было совершено неожиданно, так как протоны, получающиеся в процессе уже изученных ядерных превращений, задерживались очень тонкой пластиной из свинца. Наиболее проникающим излучением, известным в то время, были г-лучи. Были попытки определить энергию этих г-лучей по коэффициенту поглощения их Рb, однако он оказался слишком малым, равным 0,22

ф(

т

Рис. 1.2

Известно, что минимальным коэффициентом поглощения в Рb обладают

г-лучи с энергией от 3 до 4 мэв, но и в этом интервале энергии он не ниже

0,46 .

Эти «бериллиевые лучи» проникавшие сквозь Рb и бетон привлекли внимание французских физиков Ирен и Фредерика Жолио Кюри. В парижском институте радия в 1931 году они поставили эксперименты с «бериллиевыми лучами» и обнаружили при «просвечивании» ими парафина еще одно неожиданное явление. Это водородосодержащее вещество под действием странных лучей начинало излучать ядра водорода - протоны. Ирен и Фредерик Жолио-Кюри установили, что при введении парафина в ионизирующую камеру наблюдалось увеличение ионизирующего тока почти в 2 раза. Они объясняли это как результат дополнительной ионизации, возникающей благодаря появлению в камере протонов большой энергии. Измерили пробег протонов в воздухе. Он оказался равным 26 см, это соответствовало, скорости протонов см/сек (). Образование протонов отдачи было доказано непосредственно путем наблюдения их треков в камере Вильсона.

18 января 1932 года об этих опытах было доложено на заседании Парижской Академии Наук.

Дальнейшие исследования этого явления было проведено Чедвиком в азоте, аргоне и парафине. Ошибкой предыдущих исследователей было то, что они пытались объяснить новый эффект уже известными видами радиации. Полученные результаты привели их к мысли, что они имеют дело с сильно проникающими г-излучениями.

Если предположить, что протоны отдачи возникают в результате столкновения с ними г-квантов, аналогично комптон-эффекту на электронах, то можно подсчитать необходимую энергию г-квантов. Максимальная энергия, которая может быть передана частице с массой М при комптон рассеянии кванта энергии hх, равна:

Протоны выбиваются из парафина с энергией около 4,3 мэв. Расчет по формуле дает . Трудно объяснить, как образуется г-лучи такой высокой энергии при столкновении с Ве г-лучей с энергией около 5 мэв. Было установлено также, что число протонов отдачи в несколько тысяч раз больше того, которое следовало ожидать на основании хорошо подтвержденной формулы Клейшина-Нишины, определяющей вероятность комптон-эффекта.

Чедвик, используя простую аппаратуру, установил, что излучение, возникшее при бомбардировке Ве б-лучами, создает не только протоны, но и другие ядра отдачи.



Рис. 1.3

Энергию этих ядер отдачи можно было определить или по величине импульса в ионизирующей камере, или по пробегу. Сделав и те, и другие измерения, Чедвик установил, что ядра отдачи азота имеют энергию 1,2 МэВ.

Для образования таких ядер отдачи при комптон-эффекте г-кванты должны обладать энергией около 70 МэВ. С увеличением массы частицы мишени соответственно увеличивается энергия кванта для той же радиации. Если в этих взаимодействиях импульс и энергия сохраняются, то предшествующая интерпретация радиации как г-излучения не имеет никакого смысла. Однако Чедвик нашел, что возможна простая интерпретация, согласующаяся с законами сохранения энергии и импульса, если отказаться от гипотезы, что бериллиевая радиация является г-излучением. В частности, если неизвестная радиация состоит из частиц с массой, примерно равный массе протона, то все трудности устраняются. необходимо также предположить, что эти частицы не имеют электрического заряда, для того чтобы объяснить их повышенную проникающую способность. Измерив скорости, которыми обладали протоны, выбиваемые из различных материалов и применив элементарную теорию соударений, Чедвик определил массу этой новой частицы и показал, что она близка к массе протона.

Нейтрон при лобовом соударении может передать протону всю свою энергию, а более тяжелому ядру азота - только часть ее.

мM

mM

V

Рис. 1.4

,

(*)

*

Для определения массы нейтрона m нужно измерить максимальную энергию отдачи двух различных ядер и и знать их массы и .

6m=7; .

Подставляя сюда полученные из опыта скорости ядер отдачи водорода и азота, Чедвик получил

яд. ед.

Таким образом, масса нейтрона примерно на 16% больше массы протона.

Позднее более точные измерения показали, что масса нейтрона очень близка к массе протона и превышает её всего на 0,1%. Однако, это фактически ничтожное превышение имеет большое значение.

Доказав существование и измерив массу новой частицы, Чедвик назвал ее нейтроном. В действительности это название не было новым; ученые еще раньше предполагали возможность существования частицы с массой, приблизительно равной массе протона. Считалось, что при определенных условиях электрон может соединиться с протоном, образуя стабильную нейтральную форму. Такое предположение высказали в 1920 году независимо друг от друга трое ученых. Харкинс в США, Мэссон в Австралии и Резерфорд в Англии. Примерно за 12 лет до открытия Чедвика этой чисто воображаемой структуре было дано название нейтрон. Конечно, нейтрон не представляет собой комбинацию протона и электрона, это исключается размерами самого электрона.

Открытие нейтрона позволило построить протонно-нейтронную теорию ядра. К идее о протонно-нейтронном строении ядра пришли одновременно и независимо друг от друга физики нескольких стран мира: в СССР - Д.Д. Иваненко, в Германии - В. Гейзеберг, в Испании - К. Майорана. Они предположили, что нейтрон наряду с протоном является структурной единицей ядра, фундаментальной частицей, основным компонентом всей материи.

Трудность, возникшая при объяснении избыточного веса всех ядер, за исключением ядра водорода, была легко устранена предположением, что эти ядра содержат соответственное число нейтронов. Более того, теперь не возникает проблемы, связанной с «размерами» нейтрона, так как его массе, намного большей массы электрона, соответствует значительно меньшая, чем для электрона, длинна волны, что дает ему возможность свободно находиться внутри ядра.

Другой загадке структуры ядра - существованию изотопов - также было найдено простое объяснение. Легко объяснялось нестабильность некоторых изотопов.

Иваненко предполагал, что наряду с элементарными частицами со спинами Ѕ - нейтронами и протонами ядро содержит и б-частицы. (Это казалось почти очевидным, поскольку б-частицы вылетали из ядра при радиоактивном распаде). Что касается электронов, то они первоначально не исключал возможности того, что они настолько тесно упакованы в ядрах, что теряют свою индивидуальность. Аналогичные соображения независимо высказал Чедвик. Вместе с тем

Д.Д. Иваненко вскоре уже вполне определенно высказался против присутствия электронов в ядре, но дискуссия по этому вопросу продолжалась. В отличие от этого Гейзенберг более решительно утверждал, что нейтрон не только «элементарная частица», но что протон и нейтрон - два состояния одной частицы. Продолжение, что спин нейтрона = половине, естественным образом объяснило, почему ядро подчиняется статистике Бозе, а не Ферми. Вопрос о спине нейтрона решился в то время сразу и окончательно.

§1.2 Масса нейтрона

Первое определение массы нейтрона было сделано Чедвиком на основании опытов, приведших к открытию нейтрона.

1) Измерение энергии различных ядер отдачи, созданных нейтронами, может служить основой одного из методов определения массы нейтрона. Но этот метод оказывается неточным, т.к. энергию ядер отдачи необходимо определить по их пробегам или по полной ионизации, создаваемый ими в ионизирующей камере. Между тем эмпирические соотношения между пробегом и энергией, а также между ионизацией, и энергией недостаточно точны, в особенности для ядер более тяжелых, чем б-лучей, и обладающих к тому же небольшой кинетической энергией.

Последующие определения массы нейтрона производились на основании анализа энергетического баланса различных ядерных реакций, идущих или с образованием свободных нейтронов или с их захватом. Одна из таких реакции

была использована Чедвиком же вскоре после открытия нейтрона.

2)

, и , - известны.

- величина небольшая и с достаточной точностью может быть вычислена, если для массы нейтрона принять даже приближенно известное значение.

Энергия нейтронов определялась Чедвиком по энергии протонов отдач, образовавшихся в результате особого столкновения. Так как энергия протонов также определялась здесь по их пробегу, то метод оказался неточным. Кроме того, массы трех ядер в то время не были известны с достаточной точностью. Тем не менее, в этом эксперименте Чедвик определил массу нейтрона, отличающуюся на 0,2 % от общепринятого сейчас значения

Более позднее определения массы нейтрона основана на изучений энергетического баланса в реакциях:

(n,p), (p,n), (d,n), (г,n)

с легкими ядрами. Большинство из этих определений сводится к нахождению разности масс нейтрона и атома водорода, следовательно, к непосредственному сравнению массы нейтрона с наиболее точно измеренной массой - массой протона.

3) Из реакции (n,p) удобной для исследования является реакция . Так как она идет на медленных нейтронах, то кинетической энергией нейтрона можно пренебречь

, где - энергия реакции

можно найти по

Измерение вносит главную неточность в данный метод.

определяется довольно хорошо, так как оказывается радиоактивен и путем в-распада переходит снова в

- граница в - спектра

энергия покоя электрона в балансе фигурирует в явном виде, так как в уравнение выходят атомные массы.

4)

Примером реакции является реакция

+

, следующая, реакция имеет порог

В эндотермических реакциях порог обозначается очень редко и измеряется экспериментально с высокой точностью, поэтому измеряется довольно точно.

Из реакции этого типа в настоящее время достаточно хорошо исследованы:

Наиболее точным методом определения массы нейтрона по разности масс нейтрона и атома водорода является метод, основанный на измерении энергии связи дейтона и разности масс дейтерия и молекулы водорода



- масса молекулы водорода

Разность масс молекул водорода и дейтерия измеряется с большой точностью методом дублетов на масс-спектрографе с хорошей разрешающей силой. Практически точность определения зависит лишь от точности измерения энергии связи .

Энергию связи дейтона можно определить или по фоторасщеплению дейтона , или по г - лучам, испускаемым в обратном процессе - захвате нейтрона протоном .

5) . При фоторасщеплении часть энергии кванта (=еd) тратится на разрыв связи, а остаток делится приблизительно поровну между протоном и нейтроном. С достаточной степенью точности можно считать

Поэтому обычно измеряют , например Чедвик в своих экспериментах по фоторасщеплению г- лучами ( ) регистрировал треки протонов в камере Вильсона.

Более точно энергия связи определяется в реакции при захвате медленных нейтронов протоками. При этом испускаются г-лучи с энергией равной , если все частицы являются покоящимися. Для этой реакции отпадает необходимость измерять кинетическую энергию нейтрона. Энергия г-лучей измерялась линзовым магнитным спектрометром путем сравнения с энергией

г-лучей RaC.

.

Современное значение в единицах массы углеродной шкалы:

в единицах кислородной шкалы

.

В 1961 г. Международный Союз по чистой и прикладной химии утвердил углеродную единицу массы, = 1/12 части массы нейтрона атома изотопа . Новая единица очень мало отличается от старой, но более удобна для измерения масс методом масс - спектроскопических дублетов, так как С дает гораздо > различных соединений, чем кислород.

§ 1.3 Нейтрон в гравитационном поле

В 1951 году был проведен первый эксперимент по непосредственному измерению величины ускорения нейтрона в поле земного тяготения. Макс Рейнольдс исследовал эффект «свободного падения» медленных нейтронов, летящих в горизонтальном направлении.

Рис. 1.5

В опыте использовались хорошо коллимированные пучки тепловых и холодных нейтронов (последние получались фильтрованием через BeO). Целью опыта было наблюдение искривления горизонтального пучка, проходящего на пролетном расстоянии 12 см в результате действия сил тяготения. Для этого в конце пролетного расстояния измерялись, и затем сравнивались друг с другом распределения числа нейтронов в пучке на высоте для тепловых и для холодных нейтронов. Эти распределения, приведенные к одинаковому максимуму интенсивности, имеют следующий вид:

Рис. 1.6

Поскольку средняя скорость нейтронов меньше средней скорости тепловых, то поэтому силы тяготения обуславливать большее отклонение пучка холодных нейтронов. В итоге, получаются смещенные друг относительно друга распределения.

Измеряя разницу между положениями максимумов распределений (эта разница оказалась несколько мм) и учитывая геометрию коллиматора и распределение нейтронов по скорости в каждом пучке, можно рассчитать по известным формулам классической механики величину ускорения земного тяготения для нейтрона. Результаты опыта позволили получить следующее значение:

g= (935±70) см/сек²

С учетом погрешности эта величина согласуется с общественным значением ускорения в поле земного тяготения. Измерения Рейнольдса интересны в том отношении, что они определенно указывают на наличие эффекта свободного падения нейтрона в поле тяготения. Это означает, что нейтрону действительно свойственно гравитационное взаимодействие.

Позднее (в 1962 г.) в опытах Дабса измерения величины ускорения нейтрона в поле тяготения были повторены на установке, запускающей значительное улучшение разрешения. Было использовано пролетное расстояние не 12 см., а

180 см. В результате, расхождение пучков холодных и тепловых нейтронов в конце пролета оказалось равным 14,5 см расчет ускорения, выполненный по данным этих измерений, привел к значению g=979,7 см/сек².

Следовательно, прямые измерения с точностью 0,3% доказывают, что ускорение свободного нейтрона в гравитационном поле земли такое же, как и у всех прочих тел.

Это вполне согласуется с результатами опытов Этвеша и Дике, доказавших эквивалентность гравитационной и инерциальной масс со значительно более высокой точностью. Принцип эквивалентности лежит в основе общей теории относительности.

В хорошо известных опытах Этвеша с точностью до 10^-8 доказана эквивалентность инерционной и гравитационной масс у легких и тяжелых элементов. Позднее Дике довел точность подобных измерений до 10^-10.



§1.4 Электрический заряд нейтрона

Электрический заряд элементарной частицы может пониматься в 2-х разных смыслах. С одной стороны, это может быть целочисленное квантовое число, сохранение которого ограничивает возможные виды превращения частиц, с другой стороны, под электрическим зарядом частицы можно понимать некоторую количественную меру взаимодействия этой частицы с электромагнитным полем. В первом смысле как квантовое число заряд нейтрона равно нулю, однако, во втором смысле он может оказаться отличным от нуля. Исследование вопроса об электрическом заряде нейтрона в этом втором смысле (как меры взаимодействия нейтрона с электромагнитным полем) представляет большой физический интерес.

Количественная оценка верхнего предела величины заряда нейтрона была проделана Уоке в 1932 году. В опытах Ди, проведенных вслед за опытами Чедвика, наблюдая прохождение нейтронов в газе камеры Вильсона, Ди установил, что нейтрон создает не больше одной пары ионов (т.е. почти не создает ионизации) на длине пути 3 см есть много других фактов, говорящих о нейтральности нейтронов:

-исключительно низкая ионизационная способность;

-весьма малая величина взаимодействия между нейтроном и электроном;

-высокая степень электрической нейтральности атомов и большие массы вещества оказываются нейтральными*.

Все эти факты приводят к очень низкой оценке вероятной низкой границы заряда нейтрона. Так, например, из нейтральности атомов была получена величина ?10^-12е.

Следует подчеркнуть, это все косвенные методы оценки верхней границы заряда нейтрона, являющиеся неточными. Поэтому, не удивительно, что получаемые с помощью этих методов значения верхней границы заряда, хотя и являются все <<е, однако, существенно отличаются одна от другой.

*Кертисс:

Тот факт, что все атомы по всей периодической таблице являются электрически нейтральными вопреки различным комбинациям протонов и нейтронов в ядрах, подтверждает мысль об отсутствии заряда у нейтрона. Любое другое предположение приводит к значительной трудности в объяснении полной нейтральности атома.

Если вопрос о длительном моменте нейтрона заключается в том, какова его величина, а само существование подразумевается почти несомненным, но для предположения о возможности существования у нейтрона электрического заряда нет никаких теоретических оснований. Можно сказать, что заряд нейтрона пока теоретикам не нужен. Нет, однако, и сколько-нибудь веских теоретических запретов для такой возможности. Поэтому эксперименты по поиску заряда нейтрона отнюдь не являются бессмысленными.

Были предприняты поиски электрического заряда нейтрона, использующие прямой метод измерения. Этот метод заключается в наблюдении отклонения узкого пучка медленных нейтронов сильным поперечным электростатическим полем (подобно тому, как наблюдалось отклонение нейтронного пучка в гравитационном поле).

В 1956 году Шапиро и Эстулин поставили подобный эксперимент.

Рис. 1.7

В опыте использовался пучок холодных нейтронов, профильтрованный в графите (З_n=0,026 эв). Ширина пучка определялась коллиматором, который состоял из 2-х листов Cd с щелевыми отверстиями размером 2 мм. Коллиматорный нейтронный пучок проходит между пластинами плоского конденсатора. (0,5 м,

7,5 мм). Перед детектором нейтронов устанавливалась третья Cd щель, которую с помощью микрометрического винта можно было плавно перемещать. Ширина щели ровнялась всего 1 мм. V=10 кв.

Размер области с максимальной интенсивностью отвечает ширине щелей коллиматора (2 мм). Измерения проводились с включенным полем без поля. Разность отсчетов должна давать исследуемый эффект. Результаты опыта заключаются в том, что эффект не превышает экспериментальной ошибки. Это означает, что смещение пучка (если таковое имеется) <0,02 мм, т.е. q_n <6*10^-12 e.

В 1960 году аналогичный опыт был проведен Зорном, Чемберлеком и Юзом. Они достигли лучшего разрешения и получили для верхней границы заряда нейтрона более низкое значение q_n <1,3*10^-13 e

Есть эксперименты, которые дают q_n <10^-18 e *

Таким образом, нейтрон - нейтральная частица.

*Эксперименты Ферми и Маршалла показывают, что рассеяние нейтронов на атомах ксенона сферически симметрично в пределах экспериментальных ошибок.

Эта симметрия снижает величину q_n до пренебрежительно малой величины ?10^-18e (Кертисс).

В отличие от работ Шапиро и Зорна Шалл и Ведвуд не линейное отклонение пучка, а малое изменение угла, возникающее при искривлении траектории нейтронов, если они имеют заряд при прохождении конденсатора. Величина угла отклонения б= q_nEl/mv².

Пучок с очень малой угловой расходимостью формировался при брэгговском отражении от кристалла Siочень высокого качества. Второе брэгговское отражение использовалось для анализа угла отклонения, а конденсатор был размещен между кристаллами. Результат Шалла q_n=(-1,9±3,7)10-¹⁸е.

в Гренобле Gдhler, Kalus, Матре (1982 г.) получили q_n=(-1,5±2,2)10-²⁰е.

Имеется, ряд других предложений, осуществление которых может снизить оценки для q_n до (10^-22 - 10^-23) е.

§1.5 Спин нейтрона

Наличие спина у нейтрона следует, прежде всего, из анализа спинов атомных ядер, состоящих из протонов и нейтронов. Известно, что спин протона равен 1/2, а спины ядер целочисленные, когда полное число частиц в них четно (А - четно), или содержит нечетное число половин, когда число частиц нечетно (А - нечетно). Это может быть только в том случае, если S_n=1/2, 3/2, 5/2…..

Дейтон не имеет орбитального момента (l=0) и его I_d=1 является или суммой, или разностью спинов нейтрона и протона. Следующий S_n в другом случае мог бы иметь лишь два значения: 1/2 или 3/2.

Рис. 1.8

Сопоставление магнитного моментов нейтрона, протона и дейтона указывает на то, что спин нейтрона равен 1/2. В предположении, что S_n=1/2 магнитного момента всех трех частиц прекрасно согласуется между собой. Наоборот, если S_n=3/2, то действительная величина магнитного момента дейтона окажется необъяснимой.

Ряд экспериментов, выполненных на пучках медленных нейтронов, тоже указывает со всей определенностью, что спин нейтрона равен 1/2.

Это рассеяние нейтрона свободным водородом и рассеяние нейтронов молекулярным водородом.

Из этих опытов известны величины сечений, рассеяния на орто- и пароводороде и на свободном водороде. Исходя из определенного значения спина нейтрона, можно вычислить связь между ними. Последующее сопоставление расчета с экспериментальными величинами сечений позволяет делать заключение о правильности выбранного при вычислении значения S_n.

В этих методах определения спина он находится методом исключения: предполагали различные значения спина и приходили к противоречиям всякий раз, когда спин не равен 1/2. Однако возможно непосредственное измерение величины спина нейтрона. Такое прямое измерение содержится в опыте Юза и Берджи по зеркальному отражению нейтронов от намагниченного железа.

В этом опыте было обнаружено существование двух критических углов скольжения. В общем случае возможное число критических углов должно равняться 2S+1. Поскольку в указанном эксперименте обнаружено именно два критических угла, то отсюда непосредственно следует, что S_n=1/2.

Другое прямое доказательство того, что S_n=1/2 дают опыты, аналогичные известному опыту Шторна-Герлаха. В этих опытах обнаружено четкое расщепление на две компоненты неполяризованного нейтрального пучка по спиновым компонентам при прохождении сквозь сильное неоднородное магнитного поле.

Этот эксперимент впервые был осуществлен в 1954 году в Ок-Ридже. Впоследствии было предложено использовать эффект Штерна-Герлаха для измерения степени поляризации нейтронного пучка, что в настоящее время прочно вошло в практику эксперимента с поляризованными нейтронами.



§1.6 Магнитный момент нейтрона

В соответствии с теорией Дирака, объяснившей момент элемента, магнитный момент протона должен быть равен 1, тогда как магнитный момент нейтрона должен вообще отсутствовать. Однако опытные данные существенным образом противоречат теоретическим заключениям. Резкое расхождение экспер. результатов с предсказаниями теории Дирака свидетельствуют о достаточно сложной структуре нуклонов.

В 1933 году, в опытах Штерна, Эстермана и Фриша были определены магнитные моменты протона и дейтрона. Оказалось, что м_р?2,5 ед. магнетона, а

м_d?0,8 ед. магнетона. Если предположить, что магнитный момент дейтона представляет собой алгебраическую сумму магнитных моментов протона и нейтрона и учесть, что спины p и n в d параллельны, то из опытов Штерна следовало, что нейтрон должен обладать магнитным моментом ?2 ед. магнетона по величине и отрицательным по знаку. Отрицательный знак магнитного момента согласно электрической динамике связан с вращением в направлении спина не положительного, а отрицательного заряда.

Однако было неизвестно, как экспериментально подойти к проблеме поиска м_n, поскольку опыт Штерна-Герлаха с нейтроном невозможно было осуществить из-за низкой интенсивности существовавших тогда источников нейтронов. Это положение сохранялось до появления в 1936 году работы Блоха.

Хотя заряд нейтрона = 0, тем не менее, нейтрон окружен магнитным полем, и при встрече с намагниченными телами он отклоняется от своего пути. Поток нейтронов легче проникает через ненамагниченные листы железа, чем через ненамагниченные, ибо магнитные поля последних отклоняют нейтроны, взаимодействуя с ними, как с микроскопическими магнитами.

Откуда же у электрически нейтральной частицы может возникнуть магнитное поле? Ведь обычно магнитное поле возникает при движении электрических зарядов?

В атомах магнитное поле создается за счет движения электронов, хотя в целом атом электрически нейтрален. Вероятно, и нейтрон должен обладать магнитным моментом.

Существование магнитного момента у нейтрона служит одним из доказательств его сложной структуры и заставляет предполагать, что у нейтрона, как и у атома, имеется электрически заряженная сердцевина, вокруг которой вращается слой противополжного знака, играющий роль кругового тока.

В начале 30-х годов, когда был открыт нейтрон, трудно было ожидать, что нейтральная частица может обладать магнитным моментом. Тем более поразительно, что гипотеза о наличии у нейтрона магнитного момента стала обсуждаться в литературе в 1934 году развитая Штерном с современная техника измерения магнитных моментов молекул путем отклонения молекулярных пучков в неоднородном магнитном поле (опыт Штерна-Герлаха) позволила измерить µ_p и µ_d. Было обнаружено существенное различие этих величин. И в этой работе Эстермана и Штерна, доложенной в апреле 1934 г. на заседании Американского физического общества, видимо, впервые было высказано предположение, что должен быть равен µ_p + µ_n. Авторы оценили µ_n µ_sg. Почти одновременно и независимо от ДАН СССР появилась работа И.Е. Гамма и С.А. Альтшулера.

Первые прямые доказательства наличия магнитного момента у нейтрона были получены в опытах с рассеянием нейтронов в намагниченных до насыщения ферромагнитных веществах. Блох (в 1936 году) указал, что если нейтрон имеет магнитный момент, то взаимодействие его с атомами намагниченного вещества должно привести к различной интенсивности рассеяния различно ориентированных относительно направления намагничения нейтронов.

Так как S_n=1/2, то ориентаций может быть две по полю и против поля. В отношении рассеяния в намагниченном теле неполяризованный пучок нейтронов, т.е., делится на 2 компоненты, один из которых рассеивается сильнее, другой слабее. Благодаря этому общая проницаемость тела для неполяризованного пучка нейтронов меняется при намагничении. Наблюдением этого эффекта и было показано в 1937 году, что нейтрон действительно обладает магнитным моментом. Однако измерить его таким способом не удалось, т.к. эффект изменения рассеяния зависит не только от величины , но и от весьма сложных и неопределенных свойств рассеивающего ферромагнетика.

Рассмотрим 3 группы опытов с медленными нейтронами, в которых был изменен магнитный момент нейтрона.

а. Опыты Альвареца-Блоха

Первое прямое изменение магнитного момента нейтрона было выполнено в 1940 году Альварецом и Блохом. В этих опытах использовался резонансный метод Ряби в сочетании с методом поляризации нейтронного пучка при пропускании его сквозь намагниченный ферромагнетик.

Рис. 1.9

Нейтроны получались путем бомбардировки Ве-мишени дейтонами, ускоренными в циклотроне. Далее они проходили через замедлитель

Пучок тепловых нейтронов проходил сначала через блок железа толщиной 4 см., игравший роль поляризатора, затем нейтроны пересекали пространство двух взаимно перпендикулярных магнитных полей и после прохождения сквозь второй блок железа, игравший роль анализатора, регистрировались детектором Д.

В данном опыте в промежутке между блоками создалась система двух скрещенных полей: однородного поля H и к нему осциллирующего поля H₁. Если частота w₁ осциллирующего поля оказывалась равной ларморовской частоте прецессии w_ларм. Момента нейтрона в поле Н (условие резонанса), то в этом случае происходило переворачивание магнитных моментов нейтронов.

.

Если частота колебаний осцилляторного поля Н₁ отличалась от частоты прецессии нейтронов в поле Н, то поляризация пучка, созданная первым образцом железа, не нарушалась, и тогда при параллельной ориентации поляризатора и анализатора наблюдалась максимальная (определенная) интенсивность пучка. Меняя частоту колебаний поля Н₁ или напряженность поля Н (практически это удобнее) и, следовательно, частоту прецессии, можно добиться условия резонанса.

Как только это условие достигалось, начиналась переориентация нейтронов, т.е. деполяризация пучка в пространстве скрещённых полей Н и Н₁. При этом интенсивность пучка на выходе, естественно, понижается.



Рис. 1.10

Для вычисления µ необходимо измерить значения щ₁ и Н₀, соответствующие условию резонанса. Абсолютные измерения этих величин связаны со значительными погрешностями.

Для уменьшения ошибок Альварец и Блох проводили сравнение поля Н с другими магнитными полем и щ₁ с другой частотой. Чтобы избежать абсолютного измерения частоты и поля, авторы провели относительные измерения этих величин, сравнивая их с частотой и полем в циклотроне в ситуации, когда выполнялись условия ускорения для протонов.

Знак магнитного момента нейтрона определил несколько ранее Пауэрс (1937), использовав вместо осциллирующего вращающееся магнитное поле. В результате было выяснено, что нейтрон обладает отрицательным магнитным моментом.

Используя результат Пауэрса и собственные измерения, Альварец и Блох получили:

Этот результат был, разумеется, проанализирован в соотношении с полученными несколько ранее Раби точными измерениями магнитных моментов протонов и дейтрона:

Близость величин ( и свидетельствовала о том, что µр и µn аддитивны в дейтоне и, стало быть, дейтон находится в 1S-состоянии. Однако к этому времени Раби с сотрудниками обнаружил у дейтона квадрупольный момент, что было несовместимо с представлением о чистом 1S-состоянии дейтона.

б. Опыты Блоха-Никодемуса-Штауба*:

В 1940году было показано, что дейтрон обладает квадрупольным электрическим моментом. В связи с этим возник вопрос о проверке неаддитивности µ_n и µ_p в дейтроне, для этого требовалось выполнить более точные измерения µ_n.

Более точное измерения µ_n было выполнено Блоха-Никодемуса-Штаубом. В 1948 году методом, в котором сравнивались магнитные моменты нейтрона и протона. Нейтронная резонансная частота наблюдалась с помощью метода, примененного ранее в опытах Альвареса-Блоха. Протонная резонансная частота определялась методом ядерного парамагнитного резонанса. Опыт дает следующее соотношение

Этот результат в сочетании с данными по подтверждал неаддитивность магнитных моментов нейтронов и протонов в дейтроне.

в. Опыты Корнгольда - Коэна -Размзея

В 1953 году измерения магнитного момента были повторены. Было получено более точное значение µ_n.



Рис. 1.11

В качестве поляризатора и анализатора нейтронного пучка применялись намагниченные нейтронные зеркала (сплав - 93% Co, 7% Fe). Между поляризатором и анализатором пучок проходил систему скрещенных магнитных полей. Область однородного постоянного поля в зазоре 18мм имела значительную длину 152,4 см, применялись 2 раздельных осциллирующих полей, создаваемых вблизи краев однородного поля. Расстояние между осциллирующими полями составило ~100см.

Резонансным метод изучения молекулярных (в частности нейтронных) пучков с помощью двух раздельных осциллирующих полей был предложен и развит Рамзеем в 1950 году. Этот метод исключает неоднородностей магнитного поля на ширину резонанса и даже в случае идеального однородного поля позволяет получать вдвое более узкие резонансы.

Калибровка магнитного поля производилась, как и ранее по ядерному парамагнитному резонансу на протонах.

Опыт дал

Отсюда следует, что между и существует разница, которая далеко превосходит погрешности измерений. Это означает, что ядерные силы не является центральными, они носят тензорный характер.

Современное значение величины магнитного момента по состоянию на

1980 году такого:

§1.7 О природе магнитного момента нейтрона

Блох и Швингер использовали разные модели магнитного момента нейтрона. Блох рассматривал магнитный момент как истинный магнитный диполь, в то время как в модель Швингера нейтрон представлялся объектом с распределенным током, который в свою очередь и обуславливал появление магнитного момента. Эти модели приводят во многих случаях к различным следствиям, проверяемым экспериментально, поскольку истинный диполь и токовый магнитный момент различаются по действующему на них в среде эффективному полю. В случае диполя энергия взаимодействия - µ_nH, а в случае тока - µ_nВ=-µ_n(Н+4рМ), где М - магнитный момент единицы объема среды. Поэтому измерения энергии взаимодействия нейтрона с ферромагнитным веществом дает однозначный ответ о справедливости той или иной модели. Поскольку для ферромагнетиков Н и В различаются на несколько порядков, то соответственно различны и энергии магнитного взаимодействия для двух моделей. Кроме того, Н и В ведут себя по-разному вблизи границы вещества.

Тангенциальная составляющая Н_II непрерывна на границе среды, в то время как В_II терпит на границе разрыв. Это обстоятельство приводит, в частности, к тому, что при отражении нейтронов от намагниченного ферромагнитного зеркала в случае справедливости токовой модели должно наблюдаться два критического угла падения

,

где л - длина волны нейтрона,

N - Концентрация ядер в веществе,

b_ког - когерентная длина рассеяния ядер вещества.

Первый член связан с когерентным рассеянием нейтронов на ядрах вещества, а второй имеет магнитное происхождение. В отсутствие магнитного отражения при углах падения, меньших ц_яд, определяемого первым членом, от зеркала отражаются все нейтроны. При наличии члена µВ полное отражение происходит при меньшем из двух значений угла, а в случае отражаются нейтроны одной поляризации. В случае модели диполя вместо µВ надо подставить много меньшую величину µН, кроме того будет отсутвовать резкий скачок потенциала на поверхности вещества. Это приводит к иной зависимости коэффициент отражения от угла.

Впервые опыт по отражению нейтронов от намагниченного ферромагнитного зеркала был осуществлен Юзом и Берджи в 1951 году. Опыт полностью подтвердил справедливость токовой модели.

§1.8 Распад нейтрона

Вопрос о стабильности нейтрона возник в середине 30-х годов когда превышение его массы над суммой масс р и е^- стал установленным фактом.

Поскольку m_n-m_p~1,3 МэВ, энергетический вполне возможно превращение нейтрона в протон и е^- путем в-распада.

Главной особенностью в-распада является то, что он обусловлен не ядерными, и не электромагнитными силами, а слабыми взаимодействиями. За счет того, что интенсивность слабых взаимодействий на 24 порядка меньше ядерных, период полураспада в-активных ядер в среднем имеют порядок минут и часов.

в-распад - процесс не внутри ядерный, а внутри нуклонный. В ядре распадается одиночный нуклон. С другой стороны, для того чтобы выполнялись законы сохранения энергии и момента, ядро при в-распаде должен перестраиваться. Поэтому период полураспада Т, а также другие характеристики в-распада в сильнейшей степени зависят от того, насколько сложна эта перестройка. В результате периоды в-распада варьируются в столь же широких пределах, как и периоды б-распада.

То есть, если б-распад представляет собой чисто ядерное явление, то в-активные процессы - явление гораздо более сложное, связанное как с теорией слабых взаимодействий, так и со структурой ядра.

Одной из основных величин, характеризующих влияние структуры ядра на

в-распад, является FT_1/2 - сравнительный период полураспада (приведенный период полураспада).

где E₀ - граничная энергия в-спектра.

- функция энергии распада, с точностью до const вероятность распада в единицу времени.

, следовательно

Матричный элемент определяется свойствами волновой функции начального и конечного состояний, (а каждое состояние характеризуется спином и четностью) и определяет степень разрешенности перехода для разрешенных переходов близок к 1, для запрещенных - близок к нулю. Волновые функции начального и конечного состояний для разрешенных переходов должны удовлетворять вполне определенным условиям, связанными с выполнением законов сохранения момента количества движения и четности. Существуют правила отбора Ферми и правила отбора Гамова-Теллера.

Величина и Т могут быть определены экспериментально. Поэтому теория в-распада предсказывает, что произведение двух экспериментально измеримых характеристик в-распада (F и T) должны быть приблизительно постоянно как для разрешенных, так и для запрещенных переходов, причем константа во втором случае должна быть существенно больше, чем в первом. Величина const=FT может меняться от ядра к ядру только за счет влияния структуры ядра на распад. Поскольку FT_1/2 меняется в пределах многих порядков, то часто пользуется величиной lg(FT_1/2).

Теоритически в-распад нейтрона является сверхразрешенным, поскольку волновые функции начального и конечного состояний свободных нейтрона и протона в точности совпадают, т.е. матричный элемент .

Спектр в-распада зависит от того, разрешенным или запрещенным является он. Спектр имеет вид разрешенный, если конфигурация нуклонов в ядре не меняется при распаде. Такую форму имеет спектр распада нейтрона. Отклонение спектра от разрешенного свидетельствует о влиянии структуры ядра на в-распад.

Согласно правилам отбора Ферми, к разрешенным переходом относятся такие в-переходы, в результате которых ни момент, ни четности ядра не изменяются:

,

.

По правилам отбора Гамова-Теллера к разрешенным переходам относятся

в-переходы в процессе которых четность ядра не изменяется, а изменение моментов количества движении удовлетворяют условию

(за исключением 0-0 перехода)

.

Запрещенные переходы (с большим значением FT) характеризуется нарушением правил отбора, при этом, чем больше нарушении, тем больше FT.

При в-распаде нейтрона разрешены оба перехода: Фермиевский и гамов-теллеровский.

.

Исходя из разрешенности в-распада нейтрона и зная энергию распада

(~1,3 МэВ), можно оценить период полураспада нейтрона. (Из энергии распада можно вычислить граничную энергию в-спектра, а следовательно, функцию F. А дальше, исходя из среднего для разрешенных в-распадов значению произведения , можно оценить Т). Теоритическую оценку дают часа.

Такой период слишком велик по сравнению со средним временем жизни нейтронов в веществе. Проходя через вещество, нейтроны довольно быстро захватываются и благодаря этому в свободном виде существуют в течение времени ~ мсекунд или даже микросекунд. Следовательно, при прохождении через вещество громадное большинство нейтронов должно захватываться и лишь один нейтрон на миллион (по крайней мере) успеет распасться до захвата. Поэтому наблюдать распад нейтронов при прохождении их через вещество весьма трудно. Однако его можно наблюдать

.

После открытия несохранения четности распад нейтрона исследовался более внимательно в связи с пересмотром теории в-распада. Неинвариантность к пространственному отражению, открытая Ли и Янгом на распадах ф-мезонов (теперь называемых К-мезонами), оказалось действующей и при распадах

µ-мезонов и атомных ядер. Поэтому, естественно, возникла гипотеза об универсальности слабого взаимодействия (неинвариантного относительного отражения). Такими свойствами могло бы обладать слабое взаимодействие, описываемое сочетанием полярно-векторного (н) и аксиально-векторного (А) вариантов, а именно взаимодействие вида V-А. Между тем проведенные до тех пор измерения угловой в-г - корреляции при распаде Не⁶ казалось, лучше соответствовали тензорному варианту, поэтому сложилось убеждение, что главные компоненты в-распадного взаимодействия - тензорный (Т) и скалярный (S). Последующие опыты по угловой в-н - корреляции обнаружили ошибку прежних опытов и подтвердили согласие с универсальным взаимодействием типа н-А. но для доказательства универсальности слабого взаимодействия требовались более точные измерения и период распада, и угловых корреляций в некоторых специальных случаях. Два типа специальных случаев составляют разрешенные

в-переходы либо чисто фермиевского типа (?I=0, ?P=0), либо чисто гамов-теллеровского типа (?I=±1, ?P=0). Фермиевские переходы вызываются либо векторным, либо скалярным взаимодействием, а гамов-теллеровские переходы - либо аксиально-векторным, либо тензорным взаимодействием. Исследование угловой в-г- корреляции в этих случаях позволяют найти главный из V и S или из A и T вариантов и оценить величину примеси второго из двух взаимодействий. Они и показали, что главные компоненты слабого взаимодействия - V и A, а константы T- и S- взаимодействий либо равны нулю, либо очень малы. Распад нейтрона, разрешенный обоими правилами отбора. Поэтому T_n и угловая корреляция продуктов распада определяются величинами констант обоих вариантов взаимодействия V и А. Но если в сложных ядрах вероятность

в-переходов может зависеть не только от констант слабого взаимодействия, а также от некоторых ядерно-структурных факторов, которые не всегда поддаются учету, то в случае распада нейтрона таких неопределенностей нет. Поэтому исследования в-распада нейтрона позволяют получить наиболее надежные данные о слабом взаимодействии в вакууме, где отсутствует захват, мешающий наблюдению распада. К сожалению, не существуют возможности содержать в некотором откаченном объеме нейтроны до тех пор, пока они не распадутся. Правда, можно попытаться создать своеобразную «ловушку» не для нейтронов, а для протонов, которые возникают при распаде нейтронов. Например, можно поместить тонкостенную вакуумную камеру из материала, слабо поглощающего нейтроны, в нейтронный поток. Нейтроны будут почти беспрепятственно проходить сквозь камеру. Если же внутри камеры произойдет распад нейтрона, то возникший при этом поток будет задержан стенками камеры. Таким образом, по истечении некоторого времени внутри камеры должно накопиться определенное количество водорода, которое можно измерить и связать с величиной T_n. Однако при постановке подобного эксперимента могут возникнуть серьезные осложнения, связанные с возможным выделением водорода из стенок камеры при реакции (n,p), а также с трудностью достаточно тщательного удаления водорода из камеры перед ее облучением нейтронами.

Поэтому при исследовании в-распада нейтронов используют иную методику. Через вакуумную камеру пропускают хорошо коллимированный пучок медленных нейтронов. С помощью специальный системы электродов внутри камера выделяют определенный участок нейтронного пучка (эффективный рабочий объем пучка), из которого возникновение при распаде протоны

(с энергиями~100эВ) «вытягиваются», ускоряются и фокусируются электрическим полем на протонный детектор.

Рис. 1.12

Протон распада имеет небольшую энергию (~100 эВ), поэтому при любом направлении его скорости он поворачивается электрическим полем в направлении собирающего их электрода и приходит туда с энергией соответствующей разности потенциалов или слегка отличный энергией в зависимости от начальной скорости.

Из свободных нейтронов нельзя приготовить неподвижную мишень. Свободные нейтроны движутся и их нельзя остановить без того, чтобы они не перестали быть свободными.

Как измерить T_n? Пусть l - длина пути пучка внутри рабочего объема пучка. Обозначим через N число протонов, регистрируемых в единицу времени.

Нейтрон со скоростью х будет находиться в камере в течение времени

- средняя вероятность распада нейтрона за время пребывания его в камере.

I - интенсивность пучка нейтронов (сек^-1);

б - константа, учитывающая геометрию установки, эффективность протонного детектора и другие факторы.

По этой формуле можно определить ф. Погрешности будут связаны с тем, что не все протоны распада в действительности попадут в детектор. Кроме того, ошибку будут вносить также такие факторы, как нечеткая ограниченность рабочего объема пучка и немонохроматичность нейтронов.

Из соотношения видно, что для определения ф желательно пользоваться пучками очень медленных нейтронов с достаточно высокой плотностью. Если воспользоваться тепловыми нейтронами.

.

Вероятность распада теплового нейтрона равна 10^-7 (из 10 мм тепловых нейтронов распадается в среднем в один).

Этот факт объясняет, почему понадобилась около 20 лет, после открытия нейтрона, для экспериментального исследования в-распада нейтрона, измерения энергии распада и времени жизни. Эти эксперименты оказались возможными только после появления ядерных реакторов с из высокими плотностями нейтронов.

Первое краткое сообщение о наблюдении распада нейтрона было сделано в 1948 году Снеллом и Миллером. Автором удалось оценить период полураспада в (15-30) мин.

Первые опыты по измерению периода полураспада свободных нейтронов были выполнены в 1950 году тремя группами экспериментаторов, в СССР - Спиваком и Сосковским, в США - Снеллом с сотрудниками, в Канаде - Робсоном. Полученные значения Т взаимно согласовывались, однако, точность результатов оставляла желать лучшего.

Спивак и Сосновский Т=(8ч19) мин;

Снелл и сотрудники (10ч30) мин;

Робсон (9ч25) мин.

В этих опытах медленные протоны распада ускорялись до 10-20кв и регистрировались либо непосредственно (Спивак, Робсон), либо по совпадениям с электронами распада (Снелл). Было очень трудно вычислить, какая доля протонов распада «вытягивалась» полем и затем регистрировалась, тем более что эта доля зависела от неисследованного энергетического спектра протонов распада (неопределенность эффективности объема).

Распределение по скоростям зависит от варианта взаимодействия, который осуществляется при в-распаде нейтрона. Иначе говоря, спектр протонов распада зависит от угловой корреляции электрона и н, а вид корреляции различен для разных вариантов взаимодействия. Было создано 5 вариантов теории в-распада:

...