СВОЙСТВА НЕЙТРОНОВ И СПОСОБЫ ИХ ПОЛУЧЕНИЯ

отрицательным магнитным моментом µn≈-l,9·µв, кото­рый в основном определяет электромагнитное взаимодействие

нейтрона.
Как и протону, нейтрону приписывают единич­ный барионный заряд Bn= +1, изотопический спин Т=1/2 (с проекцией Tζ=-1/2) и положительную внутреннюю чет­ность Рп=+1.
Масса нейтрона составляет тn=1,00867 а.е.м. = 939,6 МэВ = 1838,6·тe, что на 1,3 МэВ (2,5·тe) больше массы протона. В связи с этим нейтрон является β-радиоактивной части­цей. С периодом полураспада Т1/2≈11 мин он распадается по схеме:
n→ p+e- +ṽe. (40.1)

нейтронов, который сводится к по­следовательным упругим соударениям нейтронов с ядрами

веще­ства-замедлителя (см. § 42, п. 1). Спектр нейтронов, испускаемых, замедлителем, имеет максимум при энергии нейтронов, равной энергии теплового движения атомов замедлителя (тепловые ней­троны), и плавно спадает в сторону больших энергий (см. § 42, п. 2). Для выделения из него нейтронов с определенной энергией используются методы нейтронной спектроскопии (см. § 44).

после изобретения цикличе­ских ускорителей заряженных частиц и ядерных реакторов. В

ускорителях получаются быстрые нейтроны при помощи (α, n)-, (p, n)- или (d, п)-реакций, идущих при соударении уско­ренных а-частиц, протонов или дейтонов с мишенью.
В наиболее распространенных типах ядерных реакторов получаются мед­ленные (в основном тепловые) нейтроны, которые образуются в результате замедления нейтронов, испускаемых в процессе деле­ния ядер урана или другого ядерного горючего.
В обоих случаях пучки нейтронов имеют несравненно большую интенсивность, чем нейтронные источники. В особенности интенсивные пучки нейтронов [около 1018 нейтр./(см2·с)] имеют ядерные реакторы, ра­ботающие в импульсном режиме.

действием γ-квантов, образующихся на электронных ускорителях.
Своеобразными источниками нейтронов являются некоторые

трансурановые элементы, для которых велика вероятность спон­танного деления с испусканием нейтронов деления (см. § 53, п. 6 и § 58, п. 2). Pu и Am используются также как источники α-частиц для приготовления нейтронных источников типа (Ро - Be).
Наконец, очень быстрые нейтроны (с энергией в сотни МэВ) возникают в процессах перезарядки протона и в реакции дейтонного срыва (см. § 61 и т. II, § 7, п. I).

видов ядерных реакций под действием нейтронов являются реакции вида (n,

γ)
(A, Z)+n→(A+1, Z)+γ, (41.1)
в результате которых образуется ядро (А+1, Z), обычно (β- -радиоактивное, т. е. распадающееся по схеме
(A+1, Z)→ (A+1, Z+1)+e-+ṽ. (41.2)
Так как реакции вида (n, γ) сводятся к захвату нейтрона с по­следующим испусканием γ-кванта, они называются реакция­ми радиационного захвата нейтрона.

нейтронами с энергией Тп > 1 МэВ (а для некоторых

изотопов урана и трансурановых элементов даже тепловыми нейтронами) происходит реакция разделения тяжелого ядра на два ядра-осколка со средними массами, примерно относящимися как 2 : 3,
(A, Z) +п → (А1, Z1) + (A2, Z2), (41.12)
где
А1 + А2 = А + 1; Z1+Z2 = Z;
Ā1 : Ā2 ≈ 2 : 3.
Реакция такого вида называется реакцией деления и обо­значается знаком (n, f) (по первой букве английского слова fission, что значит деление).
Реакции деления широко используются для получения атом­ной (точнее, ядерной) энергии (см. § 52).

попадания в ядро может перевести его в возбужденное состоя­ние и

снова вылететь из него (причем не обязательно тот же са­мый), но уже с меньшей энергией. Такой процесс называется неупругим рассеянием нейтрона. Разумеется, гра­ничная энергия Tn>0,5 МэВ (как и в других рассмотренных случаях) сугубо ориентировочна, так как ее положение для каж­дого конкретного ядра зависит от расположения уровней возбуж­денных состояний.

рассеяние. Как известно, в результате упругого рассеяния ядро остается в

прежнем состоянии, а нейтрон сохраняет свою первоначальную кинетическую энергию в СЦИ (в ЛСК сохра­няется суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра).
Упругое рассеяние нейтронов очень широко используется для регистрации быстрых нейтронов методом наблюдения следов ядер отдачи (чаще всего протонов отдачи) в различных трековых приборах (камера Вильсона, ядерная фотоэмульсия, пузырько­вая камера и др.), а также для регистрации ядер отдачи иони­зационными методами (ионизационные камеры, счетчики).
Выше уже отмечалась роль упругого рассеяния при замедле­нии быстрых нейтронов, которое является одним из важнейших процессов, протекающих в ядерных реакторах. Своеобразным процессом упругого рассеяния является диффузия тепловых ней­тронов.
Ввиду ограниченного объема настоящей книги здесь будут рассмотрены только некоторые явления, имеющие прямое отно­шение к собственно ядерной физике. Это элементы теории замед­ления быстрых нейтронов и диффузии тепловых нейтронов, взаи­модействие с ядрами медленных нейтронов и боровская теория ядерных реакций, методы нейтронной спектроскопии, рассеяние быстрых нейтронов (применительно к определению радиусов ядер) и, наконец, физика деления ядер.

дальнейшему замедлению нейтронов, так как они с равной вероятностью могут

как потерять, так и приобрести энергию примерно равную kT° (все ядра вещества имеют энер­гию такого порядка). Поэтому при последующих соударениях тепловые нейтроны только перемещаются - диффундируют в ве­ществе (с сохранением в среднем энергии теплового движения) до тех пор, пока не поглотятся каким-либо ядром или не вылетят за пределы замедлителя. В результате в замедлителе будет про­исходить накопление тепловых нейтронов.
Спектр нейтронов в за­медлителе должен быть близок к максвелловской кривой с при­поднятым правым крылом (из-за непрерывно поступающих в за­медлитель быстрых нейтронов). Расчет показывает, что спад чис­ла нейтронов при больших энергиях должен происходить по за­кону Т-3/2 (рис. 1). Эти нейтроны (энергия которых превы­шает энергию нейтронов максвелловского спектра) называются надтепловыми.

Рис. 1 - Наименование

(подроб­нее см. § 44, п. 4). Все нейтроны с Тn>0,

включая холодные, тепловые и надтепловые, называются медленными. Верхняя граница спектра медленных нейтронов довольно условна. Иног­да ее «дотягивают» до 104-105 эВ. Иногда же, наоборот, даже нейтроны с энергией Tn>104 называют быстрыми (см., напри­мер, § 52, п. 3).

поглотитель и заре­гистрированных детектором.
Результаты опыта иллюстрируются рис. 5, на котором

изо­бражено пропускание кадмия в функции от его толщины, изме­ренное серебряным и родиевым детекторами. Из рисунка видно, что с ростом толщины поглотителя пропускание кадмия сначала очень быстро падает, а затем практически не изменяется, оставаясь на уровне 0,5 для серебряного и 0,3 для родиевого детекто­ров. Очевидно, что начальные круто спадающие участки кривых соответствуют поглощению в кадмии тепловых нейтронов. Оценка сечения поглощения, сделанная описанным выше методом опреде­ления наклона прямой ln Р= -σпх, дает значение
σkT° (Cd) ≈ 2500·10-24 см2. (42.35)

Рис. 5 – Наименование

схема которых изображена на рис. 6 (И - источник, окруженный

замедлителем 3; Cd - лист кадмия толщиной 1 мм; П - поглотитель, толщину которого можно было изменять; Д - детектор). Измерение активности детектора А проводилось в четырёх вариантах опыта (при разных толщинах поглотителя): 1) с кадмием и поглотителем (АCdП); 2) с кадми­ем без поглотителя (АCd); 3) без кадмия с поглотителем (АП); 4) без кадмия и без поглотителя (А0).
Полученные данные позволили построить кривые пропускания в функции от толщины поглотителя отдельно для тепловых и за­кадмиевых нейтронов
РзаСd (δ) = AcdП/ACd; РkT° = (АП –AСdП)/(A0 —ACd). (42.36)
Было сделано две серии измерений. В одной серии поглотитель и детектор были изготовлены из различных материалов (П≠Д), а в другой — из одинаковых (П≡Д).

видно, что при Д≡П закадмиевые нейтроны поглощаются гораздо интенсивнее, а

при Д≠П заметно слабее тепловых*.
Эти результаты можно объяснить, если предположить, что каждое вещество характеризуется резкой избирательной способ­ностью захвата по отношению к нейтронам определенной (резо­нансной) энергии, причем области резонанса для разных веществ не перекрываются между собой. Действительно, в этом случае при Д≠П поглощение резонансных нейтронов в поглотителе не может сказаться на активности детектора, так как последний не активируется ими. Наоборот, при Д≡П резонансная энергия нейтронов для поглотителя и детектора совпадает (ТП=ТД). Поэтому детектор должен резко чувствовать поглощение своих резонансных нейтронов в поглотителе**.






Рис. 7 - Наименование

опытах. Сечение взаимодействия закадмиевых нейтронов с веществом может следовать закону

1/v (как у бора) только при отсутствии резонансных уровней. При при­ближении к резонансному значению сечение резко возрастает (σ = σрез), а затем слова падает.
Анализ многих тяжелых ядер показывает, что резонансные уровни в них расположены при энергии в несколько электрон-вольт. По-видимому, это свидетельствует о том, что расстояние между уровнями в этой области энергии как раз такого порядка (1-10 эВ). Таким образом, не исключено, что одно и то же ядро имеет несколько уровней. Тогда по мере приближения энергии ко второму уровню сечение будет снова расти и т. д. (рис. 8).


Рис. 8 - Наименование

Так как ширина уровней Г очень мала, а эффект от резонансных нейтронов велик, то сечение в резонансе обычно бывает очень велико.

теорию ядерных реакций (§ 43), которая была подтверждена опытами по

нейтронной спектроскопии (§ 44).
Боровская теория ядерных реак­ций в течение почти двух десяти­летий играла решающую роль при объяснении различных ядерных процессов. В настоящее время для интерпретации ядерных реакций кроме боровской теории ис­пользуется механизм прямых взаимодействий (см. гл. X).

делении урана или других делящихся ядер (см. гл. VII). На

рис. 10 при­ведена кривая распределения плотности нейтронов с энергией 1,46 эВ, образовавшихся в результате замедления нейтронов деления 235U в воде. Измерения проводились в большом баке (140×100×105 см), в который с помощью запаянной с одного конца стальной трубки длиной 50 см вводился пучок тепловых нейтронов из реактора (рис. 11а)**. Источником нейтронов де­ления служила мишень из 235U, которая надевалась на запаян­ный конец трубки и закрывалась вместе с ней кадмиевым чех­лом. В качестве детектора использовалась индиевая фольга в кадмиевых кассетах, в которой возникала искусственная β-радиоактивность под действием нейтронов с энергией 1,46 эВ.

Рис. 10 - наименование

теп­ловыми, дальнейшее уменьшение их энергии прекращается и они перемещаются в

замедлителе, сохраняя в среднем тепловую энергию. Легко видеть, что этот процесс может быть приближенно описан простым диффузионным уравнением, известным в ки­нетической теории газов. Такая возможность вытекает из того, что в хорошем замедлителе (в котором сечение рассеяния σs значительно превышает сечение поглощения σа*) тепловой ней­трон может испытать очень много соударений с ядрами до за­хвата:
N=σs/σа= λs/λа.
При этом в связи с малостью среднего свободного пути λs для тепловых нейтронов выполняется условие применимости диффу­зионного приближения - малость изменения плотности нейтронов: на протяжении λs. Наконец скорость движения тепловых нейтро­нов можно считать постоянной:
vkT° ≈ 2,2·105 см/с.