Структура атома: что такое нейтрон? Нейтрон (элементарная частица).

💖 Нравится? Поделись с друзьями ссылкой

НЕЙТРОН

НЕЙТРОН

(англ. neutron, от лат. neuter - ни тот, ни другой) (n), электрически нейтральная элем. ч-ца со спином 1/2 и массой, незначительно превышающей массу протона; относится к классу адронов и входит в группу барионов. Из протонов и Н. построены все ядра атомные. Н. открыты в 1932 англ. физиком Дж. Чедвиком, установившим, что обнаруженное нем. физиками В. Боте и Г. Бекером проникающее , к-рое возникает при бомбардировке ат. ядер a-частицами, состоит из незаряж. ч-ц с массой, близкой к протонной.

Н. устойчивы только в составе стабильных ат. ядер. Свободный Н.- нестабильная ч-ца, распадающаяся по схеме:n®p+e-+v=c (бета-распад Н.); ср. Н. t=15,3 мин. В в-ве свободные Н. существуют ещё меньше (в плотных в-вах - единицы - сотни мкс) вследствие их сильного поглощения ядрами. Поэтому свободные Н. возникают в природе или получаются в лаборатории только в яд. реакциях. Свободные Н., взаимодействуя с ат. ядрами, вызывают разл. . Большая эффективность Н. в осуществлении яд. реакций, своеобразие вз-ствия с в-вом медленных Н. (резонансные эффекты, дифракц. рассеяние в кристаллах и т. п.) делают Н. исключительно важным орудием исследования в яд. физике и физике тв. тела (см. НЕЙТРОНОГРАФИЯ). В практич. приложениях Н. играют ключевую роль в яд. энергетике, в производстве трансурановых элементов и радиоакт. изотопов (искусств. ), а также используются в хим. анализе (активац. анализ) и в геол. разведке (нейтронный каротаж).

Основные характеристики нейтронов.

Масса. Наиболее точно определена разность масс Н. и протона: mn--mp=1,29344(7) МэВ, измеренная по энергетич. балансу разл. яд. реакций. Отсюда (и известной mp) mn= 939,5731(27) МэВ или mn»1,675Х10-24 г»1840me (me - эл-на).

Спин и статистика. Спин Н. J был измерен по расщеплению пучка очень медленных Н. в неоднородном магн. . Согласно квант. механике, пучок должен расщепляться на 2J+1 отд. пучков. Наблюдалось расщепление на два пучка, т. е. для Н. J=1/2 и Н. подчиняется Ферми - Дирака статистике (независимо это было установлено на основе эксперим. данных по строению ат. ядер).

Рассеяние медленных Н. на протонах при энергиях до 15 МэВ сферически симметрично в системе центра инерции. Это указывает на то, что рассеяние определяется вз-ствием np в состоянии относит. движения с орбит. моментом l=0 (т. н. S-волна). S-рассеяние превалирует над рассеянием в др. состояниях, когда де Бройля Н. ?? радиуса действия яд. сил. Т. к. при энергии 10 МэВ для Н. ?»2 10-13 см, эта особенность рассеяния Н. на протонах при таких энергиях даёт сведения о порядке величины радиуса действия яд. сил. Из теории рассеяния микрочастиц следует, что рассеяние в S-состоянии слабо зависит от детальной формы потенциала вз-ствия и с хорошей точностью описывается двумя параметрами: эфф. радиусом r потенциала и длиной рассеяния а. Для описания np-рассеяния число параметров вдвое больше, т. к. система может находиться в двух состояниях с разными значениями полного спина: 1 (триплетное состояние) и 0 (синглетное состояние). Опыт показывает, что длины рассеяния Н. протоном и эфф. радиусы вз-ствия в синглетном и триплетном состояниях различны, т. е. яд. силы зависят от суммарного спина ч-ц. В частности, связ. состояние системы np - ядро дейтерия может существовать лишь при спине 1. Длина рассеяния в синглетном состоянии, определённая из опытов по pp-рассеянию (два протона в S-состоянии, согласно Паули принципу, могут находиться только в состоянии с нулевым суммарным спином), равна длине np-рассеяния в синглетном состоянии. Это согласуется с изотопич. инвариантностью сильного вз-ствия. Отсутствие связ. системы np в синглетном состоянии и изотопич. инвариантность яд. сил приводят к выводу, что не может существовать связ. системы двух Н-- т. н. бинейтрон. Прямых опытов по nn-рассеянию не проводилось из-за отсутствия нейтронных мишеней, однако косв. данные (св-ва ядер) и более непосредственные - изучение реакций 3Н+3Н®4Не+2n, p-+d®2n+g согласуются с гипотезой изотопич. инвариантности яд. сил и отсутствием бинейтрона. (Если бы бинейтрон существовал, то в этих реакциях наблюдались бы при вполне определ. энергиях пики в энергетич. распределениях соотв. a-частиц и g-квантов.) Хотя яд. вз-ствие в синглетном состоянии недостаточно велико, чтобы образовать бинейтрон, это не исключает возможности образования связ. системы из большого числа одних только Н.- нейтронных ядер (ядра из трёх-четырёх Н. не обнаружены).

Э л е к т р о м а г н и т н о е в з а и м о д е й с т в и е. Эл.-магн. св-ва Н. определяются наличием у него магн. момента, а также существующим внутри Н. распределением положит. и отрицат. зарядов и токов. Магн. момент Н. определяет поведение Н. во внеш. эл.-магн. полях: расщепление пучка Н. в неоднородном магн. поле, прецессию спина Н. Внутр. эл.-магн. структура Н. (см. ФОРМФАКТОР) проявляется при рассеянии эл-нов высокой энергии на Н. и в процессах рождения мезонов на Н. g-квантами. Вз-ствие магн. момента Н. с магн. моментами электронных оболочек атомов существенно проявляется для Н., длина де Бройля к-рых??ат. размеров ( ? НЕЙТРОНОГРАФИЯ). Интерференция магн. рассеяния с ядерным позволяет получать пучки поляризованных медленных Н. Вз-ствие магн. момента Н. с электрич. полем ядра вызывает специфич. швингеровское рассеяние Н. (указано впервые амер. физиком Ю. Швингером). Полное этого рассеяния невелико, однако при малых углах (=3°) оно становится сравнимым с сечением яд. рассеяния; Н., рассеянные на такие углы, в сильной степени поляризованы. Вз-ствие Н. с эл-ном, не связанное с собств. или орбит. моментом эл-на, сводится в осн. к вз-ствию магн. момента Н. с электрнч. полем эл-на. Хотя это вз-ствие очень мало, его удалось наблюдать в иеск. экспериментах.

Слабое (I. проявляется в таких процессах, как распад Н.: n®p+e-+v=e, захват электронного протоном: v=e+р®n+е+ и мюонного нейтроном: vm+n®p+m-, яд. захват мюонов: m-+р®n+vm, распады странных частиц, напр. L®p°+n, а также в яд. реакциях, вызываемых II. и идущих с нарушением пространств. чётности.

Г р а в и т а ц и о н н о е в з а и м о д е й с т в и е. Н.- единственная из имеющих массу покоя элем. ч-ц, для к-рой непосредственно наблюдалось гравитац. вз-ствие - искривление в поле земного тяготения траектории хорошо коллимированного пучка холодных Н. Измеренное гравитац. Н. в пределах точности эксперимента совпадает с гравитац. ускорением макроскопич. тел.

Нейтроны во Вселенной и околоземном пространстве.

Вопрос о кол-ве Н. во Вселенной на ранних стадиях её расширения играет важную роль в космологии. Согласно модели горячей Вселенной, значит. часть первоначально существовавших свободных Н. при расширении успевает распасться. Часть Н., к-рая оказывается захваченной протонами, должна в конечном счёте привести прибл. к 30%-ному содержанию ядер Не и 70%-ному - протонов. Эксперим. определение процентного содержания Не во Вселенной - одна из критич. проверок модели горячей Вселенной. Эволюция звёзд в ряде случаев приводит к образованию нейтронных звёзд (к числу к-рых относятся, в частности, пульсары). В первичной компоненте косм. лучей Н. из-за своей нестабильности отсутствуют. Однако вз-ствие ч-ц косм. лучей с ядрами атомов земной атмосферы приводит к генерации Н. в атмосфере. Реакция 14N (n, p) 14С, вызываемая этими Н.,- осн. источник радиоакт. изотопа углерода 14С в атмосфере, откуда он поступает в живые организмы; на определении содержания 14С в органич. остатках основан радиоуглеродный метод геохронологии. Распад медленных Н., диффундирующих из атмосферы в околоземное косм. пр-во, явл. одним из источников эл-нов, заполняющих внутр. область радиационных поясов Земли.

Физический энциклопедический словарь. - М.: Советская энциклопедия . . 1983 .

НЕЙТРОН

(n) (от лат. neuter - ни тот, ни другой) - элементарная частица с нулевым электрич. зарядом и массой, незначительно большей массы протона. Наряду с протоном под общим назв. нуклон входит в состав атомных ядер. H. имеет спин 1 / 2 и, следовательно, подчиняется Ферми - Дирака статистике (является фермионом). Принадлежит к семейству адра-нов; обладает барионным числом B= 1, т. е. входит в группу барионов.

Открыт в 1932 Дж. Чедвиком (J. Chadwick), показавшим, что жёсткое проникающее излучение, возникающее при бомбардировке ядер бериллия a-частицами, состоит из электрически нейтральных частиц с массой, примерно равной протонной. В 1932 Д. Д. Иваненко и В. Гей-зенберг (W. Heisenberg) выдвинули гипотезу о том, что атомные ядра состоят из протонов и H. В отличие от заряж. частиц, H. легко проникает в ядра при любой энергии и с большой вероятностью вызывает ядерные реакции захвата (n,g), (n,a), (n, p), если баланс энергии в реакции положительный. Вероятность экзотермич. ядерной реакции увеличивается при замедлении H. обратно пропорц. его скорости. Увеличение реакций захвата H. при их замедлении в водородсодержащих средах было обнаружено Э. Ферми (E. Fermi) с сотрудниками в 1934. Способность H. вызывать деление тяжёлых ядер, открытая О. Ганом (О. Hahn) и Ф. Штрасманом (F. Strassman) в 1938 (см. Деление ядер), послужила основой для создания ядерного оружия и ядерной энергетики. Своеобразие взаимодействия с веществом медленных H., имеющих де-бройлевскую длину волны порядка атомных расстояний (резонансные эффекты, дифракция и т. д.), служит основой широкого использования нейтронных пучков в физике твёрдого тела. (Классификацию H. по энергиям - быстрые, медленные, тепловые, холодные, ультрахолодные - см. в ст. Нейтронная физика. )

В свободном состоянии H. нестабилен - испытывает B-распад; n p + е - + v e ; его жизни t n = = 898(14) с, граничная энергия спектра электронов 782 кэВ (см. Бета-распад нейтрона). В связанном состоянии в составе стабильных ядер H. стабилен (по эксперим. оценкам, его время жизни превышает 10 32 лет). По астр. оценкам, 15% видимого вещества Вселенной представлено H., входящими в состав ядер 4 He. H. является осн. компонентой нейтронных звёзд. Свободные H. в природе образуются в ядерных реакциях, вызываемых a-частицами радиоактивного распада, космическими лучами и в результате спонтанного либо вынужденного деления тяжёлых ядер. Искусств. источниками H. служат ядерные реакторы, ядерные взрывы, ускорители протонов (на ср. энергии) и электронов с мишенями из тяжёлых элементов. Источниками монохроматичных пучков H. с энергией 14 МэВ являются низкоэнергетич. ускорители дейтронов с тритиевой или литиевой мишенью, а в будущем интенсивными источниками таких H. могут оказаться термоядерные установки УТС. (См. Нейтронные источники. )

Основные характеристики H.

Масса H. т п = 939,5731(27) МэВ/с 2 = = 1,008664967(34) ат. ед. массы 1,675 . 10 -24 г. Разность масс H. и протона измерена с наиб. точностью из энергетич. баланса реакции захвата H. протоном: n + p d + g (энергия g-кванта = 2,22 МэВ), m n - m p = 1,293323 (16) МэВ/с 2 .

Электрический заряд H. Q n = 0. Наиболее точные прямые измерения Q n выполнены по отклонению пучков холодных либо ультрахолодных H. в электростатич. поле: Q n <= 3·10 -21 е (е - заряд электрона). Косв. данные по электрич. нейтральности мак-роскопич. кол-ва газа дают Q n <= 2·10 -22 е.

Спин H. J = 1 / 2 был определён из прямых опытов по расщеплению пучка H. в неоднородном магн. поле на две компоненты [в общем случае число компонент равно (2J + 1)].

Внутренняя чётность H. положительная. Изотопический спин I = 1 / 2 , при этом проекция изотопич. спина H. I 3 = - 1 / 2 . В рамках SU (3)-симметрии H. входит в октет барионов (см. Унитарная симметрия).

Магнитный момент H. Несмотря на электронейтральность H., его магн. момент существенно отличен от нуля: m n = - 1,91304184(88)m Я, где m Я = е / 2m p c - ядерный магнетон (m р - масса протона); знак магн. момента определяется относительно направления его спина. Сопоставление магн. моментов протона (m p = 2,7928456) и H. позволило высказать гипотезу о роли p-мезонного окружения (шубы) "голого" нуклона в формировании структуры нуклона. Соотношение m p и m n (m p /m n - 3 / 2) может быть объяснено в рамках представлений о кварковой структуре нуклонов (см. ниже). Наиб. точно m n измерен сравнением с m p методом ядерного магнитного резонанса на пучке холодных H.

Электрический дипольный момент H. Динамический, т. е. индуцированный, ди-польный момент H. может возникать в сильном электрич. поле, напр. при рассеянии H. на тяжёлом ядре, либо при рассеянии g-квантов на дейтроне. Изменение энергии частицы в электрич. поле определяется соотношением D = -(a о 2 /2) . E 2 , где a 0 - поляризуемость частицы, E - напряжённость поля. Эксперименты дают оценки a 0 <= 10 -42 см 3 (принята , в к-рой = с = 1).

Статич. электрич. дипольный момент (ЭДМ) элементарной частицы должен быть тождественно равен нулю, если взаимодействия, к-рые она испытывает, инвариантны относительно обращения времени (T -инвариант-ны). ЭДМ отличен от нуля, если T -инвариантность нарушена, что, согласно теореме CPT (т. зарядового сопряжения, пространственной инверсии и обращения времени), эквивалентно нарушению СР -ин-вариантности. Хотя нарушение СР -инвариантности было обнаружено ещё в 1964 в распаде K 0 L -мезона, до сих пор СР -неинвариантные эффекты для др. частиц (или систем) не наблюдались. В совр. объединённых калибровочных теориях элементарных частиц нарушение T (или CP )-инвариантности может иметь место в электрослабом взаимодействии, хотя величина эффекта крайне мала. Разл. модели нарушения СР -инвариант-ности предсказывают величину ЭДМ H. на уровне (10 -24 -10 -32) е. см. Из-за своей электрич. нейтральности H.- весьма удобный объект для поисков СР -не-инвариантности. Наиб. чувствительный и надёжный метод - метод ЯМР с электрич. полем, наложенным на магн. иоле. Изменение направления электрич. поля при сохранении всех остальных характеристик резонансного спектрометра ЯМР вызывает смещение частоты ЯМР на величину Dv = - 4dЕ, где d - ЭДМ. Для d ~ 10 -25 е. см Dv ~10 -6 Гц. Используя метод удержания ультрахолодных H. в ЯМР-спектрометре, удаётся достичь такой чувствительности. Полученное наиб. точное ограничение на ЭДМ H.: d n <= 2·10 -25 е. см .

Структура H.

H. наряду с протоном принадлежит к легчайшим барионам. По совр. представлениям, ои состоит из трёх легчайших валентных кварков (двух d -кварков и одного u -кварка) трёх цветов, образующих бесцветную комбинацию. Кроме валентных кварков и связывающих их глюонов нуклон содержит "море" виртуальных кварк - , в т. ч. тяжёлых (странных, очарованных и т. д.). Квантовые числа H. целиком определяются набором валентных кварков, а пространств. структура - динамикой взаимодействия кварков и глюонов. Особенностью этого взаимодействия является рост эфф. константы взаимодействия ( эффективного заряда )с увеличением расстояния, так что размер области взаимодействия ограничен областью т. н. кон-файнмента кварков - областью невылетания цветных объектов, радиус которой ~10 -13 см (см. Удержание цвета).

Последоват. описание структуры адронов на основе совр. теории сильного взаимодействия - квантовой хромодинамики - пока встречает теоретич. трудности, однако для мн. задач вполне удовлетворит. результаты даёт описание взаимодействия нуклонов, представляемых как элементарные объекты, посредством обмена мезонами. Эксперим. исследование пространств. структуры H. выполняется с помощью рассеяния высокоэнергичных лептонов (электронов, мюонов, нейтрино , рассматриваемых в совр. теории как точечные частицы) на дейтронах. Вклад рассеяния на протоне измеряется в отд. эксперименте и может быть вычтен с помощью определ. вычислит. процедуры.

Упругое и квазиупругое (с расщеплением дейтрона) рассеяние электронов на дейтроне позволяет найти плотности электрич. заряда и магн. момента H. (формфактор H.). Согласно эксперименту, плотности магн. момента H. с точностью порядка неск. процентов совпадает с распределением плотности электрич. заряда протона и имеет среднеквадратичный радиус ~0,8·10 -13 см (0,8 Ф). Магн. форм-фактор H. довольно хорошо описывается т. н. диполь-ной ф-лой G M n = m n (1 + q 2 /0,71) -2 , где q 2 - квадрат переданного импульса в единицах (ГэВ/с) 2 .

Более сложен вопрос о величине электрич. (зарядового) формфактора H. G E n . Из экспериментов по рассеянию на дейтроне можно сделать заключение, что G E n (q 2 ) <= 0,1 в интервале квадратов переданных импульсов (0-1) (ГэВ/с) 2 . При q 2 0 вследствие равенства нулю электрич. заряда H. G E n -> 0, однако экспериментально можно определить дG E n (q 2 )/дq 2 | q 2=0 . Эта величина наиб. точно находится из измерений длины рассеяния H. на электронной оболочке тяжёлых атомов. Осн. часть такого взаимодействия определяется магн. моментом H. Наиб. точные эксперименты дают длину ne-рассеяния а nе = -1,378(18) . 10 -16 см, что отличается от расчётной, определяемой магн. моментом H.: a nе = -1,468 . 10 -16 см. Разность этих значений даёт среднеквадратичный электрич. радиус H. <r 2 E n >= = 0,088(12) Фили дG E n (q 2)/ дq 2 | q 2=0 = -0,02 F 2 . Эти циф-ры нельзя рассматривать как окончательные из-за большого разброса данных разл. экспериментов, превышающих приводимые ошибки.

В глубоко неупругом процессе рассеяния (взаимодействия с рождением многих вторичных адронов, преим. пионов) налетающая точечная частица (лептон) взаимодействует непосредственно с точечными компонентами нуклона - кварками. Кварковый состав H. (ddu )наиб. наглядно выявляется в экспериментах с взаимодействием нейтрино и антинейтрино высоких энергий с протонной и нейтронной (в составе дейтерия) мишенями. Напр., полное сечение s реакции v m n m - X (где X - совокупность адронов) примерно в два раза больше полного сечения реакции v m p m - X, поскольку v m взаимодействует только с d -кварком [кварковый состав протона (uud)]. Аналогично Поправки к этим простым соотношениям полных сечений связаны в осн. с наличием "моря" виртуальных пар кварк - антикварк.

Взаимодействия H.

Сильное взаимодействие H. с нуклонами. Следствием изотопич. инвариантности является равенство сечений нейтрон-нейтронного и протон-протонного взаимодействия, если в последнем случае учесть вклад кулонов-ского взаимодействия. На кварк-глюонном уровне изотопич. является следствием малой разности масс d- и u -кварков (при малости самой массы кварков). Этим же объясняется малость разности масс протона и H., а также величина и знак этой разности (d- кварк тяжелее u -кварка).

При низких энергиях (до 15 МэВ) рассеяние H. на протоне изотропно в системе центра масс, т. е. взаимодействие определяется в осн. S -волной (относит. движением с орбит. моментом L = 0). Для S -волнового взаимодействия сечение рассеяния может быть охарактеризовано двумя параметрами - эфф. радиусом потенциала взаимодействия и длиной рассеяния. Зависимость от относит. направления спинов H. и протона удваивает число параметров, т. к. длины рассеяния для синглетного (полный спин системы 0) и триплетного (полный спин 1) состояний различны (отличаются в неск. раз). Совр. значения длин рассеяния и эфф. радиусов (в Ф): = 1,70(3), r os = 2,67(3). Параметры np-рассеяния не могут быть непосредственно сопоставлены с рр- и nn-рассеянием, поскольку системы рр и nn в соответствии с Паули принципом не могут находиться в триплетом состоянии. Синглетная длина рр-рассеяния равна: а рр = -7,815(8) Ф, r 0 = 2,758 Ф. Расчёт кулоновского вклада в a рр позволяет получить чисто ядерную длину рр-рассеяния a я pp , к-рая оказывается равной -17,25 Ф. Согласно изотопич. инвариантности, а я pp = а nn . Определение параметров nn-рассеяния - сложная проблема, т. к. прямое взаимодействие свободных H. до сих пор не наблюдалось из-за трудности эксперимента. Предложено неск. вариантов эксперимента по поиску прямого nn-рассеяния в пучках высокопоточных импульсных или стационарных реакторов.

Наиб. определённые сведения об а пп . получены при исследовании реакции p-d 2ng: a nn = - 18,45(46) F, и реакции nd p2n: a nn = - 16,73(45) Ф. Расхождение результатов связано с неоднозначностью процедуры экстраполяции к нулевой энергии H. и недостаточным описанием дейтрона. Сравнивая а nn и a рр, можно заключить, что изотопич. инвариантность соблюдается, хотя эксперим. недостаточна.

На раннем этапе развития ядерной физики большую роль для понимания свойств ядерных сил сыграли осн. характеристики дейтрона. Дейтрон является связанным триплетным состоянием пр с энергией связи -2,224 МэВ. Синглетное состояние пр имеет положит. энергию связи 64 кэВ и является резонансом. Др. ре-зонансов и связанных состояний в области низких энергий в np-системе нет. Эти два параметра позволяют определить нуклон-нуклонного взаимодействия и радиус ядерных сил. Наличие у дейтрона квад-рупольного электрич. момента Q = 2,859 . 10 -27 см 2 приводит к выводу о существовании тензорных ядерных сил.

Радиац. захват H. протоном, nр dg, является простейшей ядерной реакцией. Сечение захвата при малых энергиях H. зависит от скорости H. как 1/ u. Для тепловых H. (с l = 1,73) s n g = 0,311 барн.

Изотопич. инвариантность ядерных сил и известная синглетного np-состояния позволяют обосновать отсутствие связанного nn-состояния (ди-нейтрона). Эксперим. поиски такого в реакциях типа А + В С + 2n подтверждают этот вывод: сечение образования динейтрона <=10 -29 см 2 . Не найдены также связанные состояния трёх и четырёх H. Для большего числа H. существование связанных состояний не исключено, хотя вероятность их образования в исследованных ядерных реакциях должна быть крайне мала.

При больших энергиях нуклон-нуклонного взаимодействия его характер меняется. При энергиях падающих нуклонов (200-400) МэВ, соответствующих их сближению на расстояния ~0,3 Ф, во взаимодействии проявляются отталкиват. силы. Это явление обычно сопоставляется с существованием жёсткой отталкивающей сердцевины (кора) у нуклонов и приписывается доминирующей роли на малых расстояниях обмена тяжёлыми векторными мезонами, напр. w-мезонами. Такое объяснение не единственно возможное. В модели "кварковых мешков" (см. Кварковые модели )это же явление объясняется слиянием на малых расстояниях двух нуклонов в один шестикварковый мешок, свойства к-рого качественно отличаются от свойств индивидуальных нуклонов; это приводит к тому, что экспериментально не наблюдаются два индивидуальных нуклона на малых расстояниях.

При более высоких энергиях взаимодействия становятся существенно неупругими и сопровождаются множеств. рождением p-мезонов и более тяжёлых частиц (см. Множественные процессы). Свойства кварков и глюонов при этом играют определяющую роль в динамике взаимодействия, вызывая образование струй вторичных адронов (см. Струя адронная )и др.

Взаимодействие H. с ядрами и с веществом. Как и при взаимодействии с протоном, взаимодействие H. с ядрами описывается достаточно короткодействующими силами по сравнению с де-бройлевской длиной волны H. Для малых энергий взаимодействие описывается длиной рассеяния и радиусом потенц. ямы. Отсутствие барьера для проникновения H. в ядро приводит к тому, что для H. малой энергии значит. роль играет канал реакции, идущий через образование составного ядра (компаунд-ядра). Нейтронные резонан-сы, определяемые состояниями компаунд-ядра при т. н. резонансных энергиях H., хорошо разделяются (см. Нейтронная спектроскопия). При ~ (0,1 - 1) МэВ в средних и тяжёлых ядрах перекрываются и поведение сечения описывается статистически. Феноменологически поведение сечения взаимодействия H. с ядрами описывается силовыми ф-циями s , p, d нейтронных резонансов с характерными флуктуациями. При более высоких энергиях феноменологич. описание усреднённых сечений достигается при помощи оптической модели, ядра. Взаимодействие H. большой энергии с ядрами сходно с взаимодействием протонов с ядрами.

Для медленных H. определяющими становятся его волновые свойства, когерентное взаимодействие с упорядоченными конденсиров. средами. H. с длиной волны, близкой к межатомным расстояниям, являются важнейшим средством исследования структуры твёрдых тел и динамики возбуждения в них. Наличие у H. магн. момента делает пучки поляризов. H. чрезвычайно чувствит. инструментом для исследования распределения намагниченности в веществе (см. Нейтронография).

Особенностью взаимодействия H. с большинством ядер является положит. , что приводит к коэф. преломления < 1. Благодаря этому H., падающие из вакуума на границу вещества, могут испытывать полное внутр. отражение. При скорости u. < (5-8) м/с (ультрахолодные H.) H. испытывают полное отражение от границы с углеродом, никелем, бериллием и др. при любом угле падения и могут удерживаться в замкнутых объёмах. Это свойство ультрахолодных H. широко используется в экспериментах (напр., для поиска ЭДМ H.) и позволяет реализовать нейтронооптич. устройства (см. Нейтронная оптика).

H. и слабое (электрослабое) взаимодействие. Важным источником сведений об электрослабом взаимодействии является b-распад свободного H. .На квар-ковом уровне этот процесс соответствует переходу . Обратный процесс взаимодействия электронного антинейтрино с протоном, , наз. обратным b-распадом. К этому же классу процессов относится электронный захват, имеющий место в ядрах, ре - nv e .

Распад свободного H. с учётом кинематич. параметров описывается двумя константами - векторной G V , являющейся вследствие векторного тока сохранения универс. константой слабого взаимодействия, и аксиально-векторной G A , величина к-рой определяется динамикой сильно взаимодействующих компонент нуклона - кварков и глюонов. Волновые ф-ции начального H. и конечного протона и перехода n p благодаря изотопич. инвариантности вычисляются достаточно точно. Вследствие этого вычисление констант G V и G A из распада свободного H. (в отличие от вычислений из b-распада ядер) не связано с учётом ядерно-структурных факторов.

Время жизни H. без учёта нек-рых поправок равно: t n = k(G 2 V + 3G 2 A ) -1 , где k включает кинематич. факторы и зависящие от граничной энергии b-распада кулонов-ские поправки и радиационные поправки.

Вероятность распада поляризов. H. со спином S , энергиями и импульсами электрона и антинейтрино и р е, в общем виде описывается выражением:

Коэф. корреляции a, А, В, D могут быть представлены в виде ф-ции от параметра а = (G A /G V ,)exp(i f). Фаза f отлична от нуля или p, если T -инвариантность нарушена. В табл. приведены эксперим. значения для этих коэф. и вытекающие из них значения a и f.


Имеется заметное отличие данных разл. экспериментов для т n , достигающее неск. процентов.

Описание электрослабого взаимодействия с участием H. при более высоких энергиях гораздо сложнее из-за необходимости учитывать структуру нуклонов. Напр., m - -захват, m - p nv m , описывается по крайней мере удвоенным числом констант. H. испытывает также с др. адронами без участия лептонов. К таким процессам относятся следующие.

1) Распады гиперонов L np 0 , S + np + , S - np - и т. д. Приведённая вероятность этих распадов в неск. раз меньше, чем у нестранных частиц, что описывается введением угла Кабиббо (см. Кабиббо угол).

2) Слабое взаимодействие n - n или n - p, к-рое проявляется как , не сохраняющие пространств. чётность. Обычная величина обусловленных ими эффектов порядка 10 -6 -10 -7 .

Взаимодействие H. со средними и тяжёлыми ядрами имеет ряд особенностей, приводящих в нек-рых случаях к значит. усилению эффектов несохранения чётности в ядрах. Один из таких эффектов - относит. разность сечения поглощения H. с поляризацией по направлению распространения и против него, к-рая в случае ядра 139 La равна 7% при = 1,33 эВ, соответствуют щей р -волновому нейтронному резонансу. Причиной усиления является сочетание малой энергетич. ширины состояний компаунд-ядра и большой плотности уровней с противоположной чётностью у этого компаунд-ядра, обеспечивающей на 2-3 порядка большее смешивание компонент с разной чётностью, чем у низко лежащих состояний ядер. В результате ряд эффектов: асимметрия испускания g-квантов относительно спина захватываемого поляризов. H. в реакции (n, g), асимметрия вылета заряж. частиц при распаде компаунд-состояний в реакции (n, р) или асимметрия вылета лёгкого (или тяжёлого) осколка деления в реакции (n, f ). Асимметрии имеют величину 10 -4 -10 -3 при энергии тепловых H. В р -волновых нейтронных резонансах реализуется дополнит. усиление, связанное с подавленностью вероятности образования сохраняющей чётность компоненты этого компаунд-состояния (из-за малой нейтронной ширины р -резонанса) по отношению к примесной компоненте с противоположной четностью, являющейся s -резонан-сом. Именно сочетание неск. факторов усиления позволяет крайне слабому эффекту проявляться с величиной, характерной для ядерного взаимодействия.

Взаимодействия с нарушением барионного числа. Теоретич. модели великого объединения и суперобъединения предсказывают нестабильность барионов - их распад в и мезоны. Эти распады могут быть заметны только для легчайших барионов - p и п, входящих в состав атомных ядер. Для взаимодействия с изменением барионного числа на 1, DB = 1, можно было бы ожидать превращения H. типа: n е + p - , или превращения с испусканием странных мезонов. Поиски такого рода процессов производились в экспериментах с применением подземных детекторов с массой в неск. тысяч тонн. На основании этих экспериментов можно сделать заключение, что время распада H. с нарушением барионного числа составляет более 10 32 лет.

Др. возможный тип взаимодействия с D В = 2 может привести к явлению взаимопревращения H. и антинейтронов в вакууме, т. е. к . В отсутствие внеш. полей или при их малой величине состояния H. и антинейтрона вырождены, поскольку массы их одинаковы, поэтому даже сверхслабое взаимодействие может их перемешивать. Критерием малости внеш. полей является малость энергии взаимодействия магн. момента H. с магн. полем (n и n ~ имеют противоположные по знаку магн. ) по сравнению с энергией, определяемой временем T наблюдения H. (согласно соотношению неопределённостей), D <=hT -1 . При наблюдении рождения антинейтронов в пучке H. от реактора или др. источника T есть время пролёта H. до детектора. Число антинейтронов в пучке растёт с ростом времени пролёта квадратично: /N n ~ ~ (T /t осц) 2 , где t осц - время осцилляции.

Прямые эксперименты по наблюдению рождения и в пучках холодных H. от высокопоточного реактора дают ограничение t осц > 10 7 с. В готовящихся экспериментах можно ожидать увеличения чувствительности до уровня t осц ~ 10 9 с. Ограничивающими обстоятельствами являются макс. интенсивность пучков H. и имитация явлений аннигиляции антинейтронов в детекторе космич. лучами.

Др. метод наблюдения осцилляции - наблюдение аннигиляции антинейтронов, к-рые могут образовываться в стабильных ядрах. При этом из-за большого отличия энергий взаимодействий возникающего антинейтрона в ядре от энергии связи H. эфф. время наблюдения становится ~ 10 -22 с, но большое число наблюдаемых ядер (~10 32) частично компенсирует уменьшение чувствительности по сравнению с экспериментом на пучках H. Из данных подземных экспериментов по поиску распада протона об отсутствии событий с энерговыделением ~2 ГэВ можно заключить с нек-рой неопределённостью, зависящей от незнания точного вида взаимодействия антинейтрона внутри ядра, что t осц > (1-3) . 10 7 с. Существ. повышение предела t осц в этих экспериментах затруднено фоном, обусловленным взаимодействием космич. нейтрино с ядрами в подземных детекторах.

Следует отметить, что поиски распада нуклона с DB = 1 и поиски -осцилляции являются независимыми экспериментами, т. к. вызываются принципиально разл. видами взаимодействий.

Гравитационное взаимодействие H. Нейтрон - одна из немногих элементарных частиц, падение к-рой в гравитац. поле Земли можно наблюдать экспериментально. Прямое ускорения свободного падения для H. выполнено с точностью 0,3% и не отличается от макроскопического. Актуальным остаётся вопрос о соблюдении эквивалентности принципа (равенства инертной и гравитац. масс) для H. и протонов.

Самые точные эксперименты выполнены методом Эт-веша для тел, имеющих разные ср. значения отношения A/Z, где А - ат. номер, Z - заряд ядер (в ед. элементарного заряда е). Из этих опытов следует одинаковость ускорения свободного падения для H. и протонов на уровне 2·10 -9 , а равенство гравитац. и инертной масс на уровне ~10 -12 .

Гравитац. ускорение и замедление широко используются в опытах с ультрахолодными H. Применение гравитац. рефрактометра для холодных и ультрахолодных H. позволяет с большой точностью измерить длины когерентного рассеяния H. на веществе.

H. в космологии и астрофизике

Согласно совр. представлениям, в модели Горячей Вселенной (см. Горячей Вселенной теория )образование барионов, в т. ч. протонов и H., происходит в первые минуты жизни Вселенной. В дальнейшем нек-рая часть H., не успевших распасться, захватывается протонами с образованием 4 He. Соотношение водорода и 4 He при этом составляет по массе 70% к 30%. При формировании звёзд и их эволюции происходит дальнейший нуклеосинтез, вплоть до ядер железа. Образование более тяжёлых ядер происходит в результате взрывов сверхновых с рождением нейтронных звёзд, создающих возможность последоват. захвата H. нуклидами. При этом комбинация т. н. s -процесса - медленного захвата H. с b-распадом между последовательными захватами и r -процесса - быстрого последоват. захвата при взрывах звёзд в осн. может объяснить наблюдаемую распространённость элементов в космич. объектах.

В первичной компоненте космич. лучей H. из-за своей нестабильности вероятно отсутствуют. H., образующиеся у поверхности Земли, диффундирующие в космич. и распадающиеся там, по-видимому, вносят вклад в формирование электронной и протонной компоненты радиационных поясов Земли.

Лит.: Гуревич И. С., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, M., 1965; Александров Ю. А.,. Фундаментальные свойства нейтрона, 2 изд., M., 1982.

В. M. Лобашов.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. - М.: Советская энциклопедия . Главный редактор А. М. Прохоров . 1988 Большой Энциклопедический словарь Словарь синонимов

Нейтральная элементарная частая с массой, близкой массе протона. Вместе с протонами нейтроны образуют атомное ядро. В свободном состоянии нейтрон нестабилен и распадается на протон и электрон. Термины атомной энергетики. Концерн Росэнергоатом,… … Термины атомной энергетики

Нейтрон - (n), нейтральная элементарная частица с массой, незначительно превышающей массу протона. Открыта и названа английским физиком Дж. Чедвиком в 1932. Нейтроны устойчивы только в составе ядер. Масса нейтрона равна 1,7ґ10 24 г. Свободный нейтрон… … Иллюстрированный энциклопедический словарь

НЕЙТРОН, нейтрона, муж. (от лат. neutrum, букв. ни то, ни другое) (физ. неол.). Входящая в ядро атома материальная частица, лишенная электрического заряда, электрически нейтральная. Толковый словарь Ушакова. Д.Н. Ушаков. 1935 1940 … Толковый словарь Ушакова

НЕЙТРОН, а, муж. (спец.). Электрически нейтральная элементарная частица с массой, почти равной массе протона. | прил. нейтронный, ая, ое. Толковый словарь Ожегова. С.И. Ожегов, Н.Ю. Шведова. 1949 1992 … Толковый словарь Ожегова

нейтрон - Нейтральная элементарная частая с массой, близкой массе протона. Вместе с протонами нейтроны образуют атомное ядро. В свободном состоянии нестабилен и распадается на протон и электрон. Тематики… … Справочник технического переводчика


НЕЙТРОН (n) (от лат. neuter - ни тот, ни другой) - элементарная частица с нулевым электрич. зарядом и массой, незначительно большей массы протона. Наряду с протоном под общим назв. нуклон входит в состав атомных ядер. H. имеет спин 1 / 2 и, следовательно, подчиняется Ферми - Дирака статистике (является фермионом). Принадлежит к семейству адра-нов; обладает барионным числом B= 1, т. е. входит в группу барионов .

Открыт в 1932 Дж. Чедвиком (J. Chadwick), показавшим, что жёсткое проникающее излучение, возникающее при бомбардировке ядер бериллия a-частицами, состоит из электрически нейтральных частиц с массой, примерно равной протонной. В 1932 Д. Д. Иваненко и В. Гей-зенберг (W. Heisenberg) выдвинули гипотезу о том, что атомные ядра состоят из протонов и H. В отличие от заряж. частиц, H. легко проникает в ядра при любой энергии и с большой вероятностью вызывает ядерные реакции захвата (n,g), (n,a), (n, p), если баланс энергии в реакции положительный. Вероятность экзотермич. увеличивается при замедлении H. обратно пропорц. его скорости. Увеличение вероятности реакций захвата H. при их замедлении в водородсодержащих средах было обнаружено Э. Ферми (E. Fermi) с сотрудниками в 1934. Способность H. вызывать деление тяжёлых ядер, открытая О. Ганом (О. Hahn) и Ф. Штрасманом (F. Strassman) в 1938 (см. Деление ядер) , послужила основой для создания ядерного оружия и . Своеобразие взаимодействия с веществом медленных H., имеющих де-бройлевскую длину волны порядка атомных расстояний (резонансные эффекты, дифракция и т. д.), служит основой широкого использования нейтронных пучков в физике твёрдого тела. (Классификацию H. по энергиям - быстрые, медленные, тепловые, холодные, ультрахолодные - см. в ст. Нейтронная физика .)

В свободном состоянии H. нестабилен - испытывает B-распад; n p + е - + v e ; его время жизни t n = = 898(14) с, граничная энергия спектра электронов 782 кэВ (см. Бета-распад нейтрона) . В связанном состоянии в составе стабильных ядер H. стабилен (по эксперим. оценкам, его время жизни превышает 10 32 лет). По астр. оценкам, 15% видимого вещества Вселенной представлено H., входящими в состав ядер 4 He. H. является осн. компонентой нейтронных звёзд . Свободные H. в природе образуются в ядерных реакциях, вызываемых a-частицами радиоактивного распада, космическими лучами и в результате спонтанного либо вынужденного деления тяжёлых ядер. Искусств. источниками H. служат ядерные реакторы, ядерные взрывы , ускорители протонов (на ср. энергии) и электронов с мишенями из тяжёлых элементов. Источниками монохроматичных пучков H. с энергией 14 МэВ являются низкоэнергетич. ускорители дейтронов с тритиевой или литиевой мишенью, а в будущем интенсивными источниками таких H. могут оказаться термоядерные установки УТС. (См. .)

Основные характеристики H .

Масса H. т п = 939,5731(27) МэВ/с 2 = = 1,008664967(34) ат. ед. массы 1,675 . 10 -24 г. Разность масс H. и протона измерена с наиб. точностью из энергетич. баланса реакции захвата H. протоном: n + p d + g (энергия g-кванта = 2,22 МэВ), m n - m p = 1,293323 (16) МэВ/с 2 .

Электрический заряд H. Q n = 0. Наиболее точные прямые измерения Q n выполнены по отклонению пучков холодных либо ультрахолодных H. в электростатич. поле: Q n <= 3·10 -21 е (е - заряд электрона). Косв. данные по электрич. нейтральности мак-роскопич. кол-ва газа дают Q n <= 2·10 -22 е .

Спин H. J = 1 / 2 был определён из прямых опытов по расщеплению пучка H. в неоднородном магн. поле на две компоненты [в общем случае число компонент равно (2J + 1)].

Последоват. описание структуры адронов на основе совр. теории сильного взаимодействия - квантовой хромодинамики - пока встречает теоретич. трудности, однако для мн. задач вполне удовлетворит. результаты даёт описание взаимодействия нуклонов, представляемых как элементарные объекты, посредством обмена мезонами. Эксперим. исследование пространств. структуры H. выполняется с помощью рассеяния высокоэнергичных лептонов (электронов, мюонов, нейтрино, рассматриваемых в совр. теории как точечные частицы) на дейтронах. Вклад рассеяния на протоне измеряется в отд. эксперименте и может быть вычтен с помощью определ. вычислит. процедуры.

Упругое и квазиупругое (с расщеплением дейтрона) рассеяние электронов на дейтроне позволяет найти распределение плотности электрич. заряда и магн. момента H. (формфактор H.). Согласно эксперименту, распределение плотности магн. момента H. с точностью порядка неск. процентов совпадает с распределением плотности электрич. заряда протона и имеет среднеквадратичный радиус ~0,8·10 -13 см (0,8 Ф). Магн. форм-фактор H. довольно хорошо описывается т. н. диполь-ной ф-лой G M n = m n (1 + q 2 /0,71) -2 , где q 2 - квадрат переданного импульса в единицах (ГэВ/с) 2 .

Более сложен вопрос о величине электрич. (зарядового) формфактора H. G E n . Из экспериментов по рассеянию на дейтроне можно сделать заключение, что G E n (q 2 ) <= 0,1 в интервале квадратов переданных импульсов (0-1) (ГэВ/с) 2 . При q 2 0 вследствие равенства нулю электрич. заряда H. G E n -> 0, однако экспериментально можно определить дG E n (q 2 )/дq 2 | q 2=0 . Эта величина наиб. точно находится из измерений длины рассеяния H. на электронной оболочке тяжёлых атомов. Осн. часть такого взаимодействия определяется магн. моментом H. Наиб. точные эксперименты дают длину ne-рассеяния а nе = -1,378(18) . 10 -16 см, что отличается от расчётной, определяемой магн. моментом H.: a nе = -1,468 . 10 -16 см. Разность этих значений даёт среднеквадратичный электрич. радиус H. <r 2 E n >= = 0,088(12) Фили дG E n (q 2)/дq 2 | q 2=0 = -0,02 F 2 . Эти циф-ры нельзя рассматривать как окончательные из-за большого разброса данных разл. экспериментов, превышающих приводимые ошибки.

Особенностью взаимодействия H. с большинством ядер является положит. длина рассеяния, что приводит к коэф. преломления < 1. Благодаря этому H., падающие из вакуума на границу вещества, могут испытывать полное внутр. отражение. При скорости u < (5-8) м/с (ультрахолодные H.) H. испытывают полное отражение от границы с углеродом, никелем, бериллием и др. при любом угле падения и могут удерживаться в замкнутых объёмах. Это свойство ультрахолодных H. широко используется в экспериментах (напр., для поиска ЭДМ H.) и позволяет реализовать нейтронооптич. устройства (см. Нейтронная оптика ).

H. и слабое (электрослабое) взаимодействие . Важным источником сведений об электрослабом взаимодействии является b-распад свободного H. .На квар-ковом уровне этот процесс соответствует переходу . Обратный процесс взаимодействия электронного с протоном, , наз. обратным b-распадом. К этому же классу процессов относится электронный захват ,имеющий место в ядрах, ре - nv e .

Распад свободного H. с учётом кинематич. параметров описывается двумя константами - векторной G V , являющейся вследствие векторного тока сохранения универс. константой слабого взаимодействия, и аксиально-векторной G A , величина к-рой определяется динамикой сильно взаимодействующих компонент нуклона - кварков и глюонов. Волновые ф-ции начального H. и конечного протона и матричный элемент перехода n p благодаря изотопич. инвариантности вычисляются достаточно точно. Вследствие этого вычисление констант G V и G A из распада свободного H. (в отличие от вычислений из b-распада ядер) не связано с учётом ядерно-структурных факторов.

Время жизни H. без учёта нек-рых поправок равно: t n = k(G 2 V + 3G 2 A ) -1 , где k включает кинематич. факторы и зависящие от граничной энергии b-распада кулонов-ские поправки и радиационные поправки .

Вероятность распада поляризов. H. со спином S , энергиями и импульсами электрона и антинейтрино и р е, в общем виде описывается выражением:

Коэф. корреляции a, А, В, D могут быть представлены в виде ф-ции от параметра а = (G A /G V ,)exp(i f). Фаза f отлична от нуля или p, если T -инвариантность нарушена. В табл. приведены эксперим. значения для этих коэф. и вытекающие из них значения a и f.


Имеется заметное отличие данных разл. экспериментов для т n , достигающее неск. процентов.

Описание электрослабого взаимодействия с участием H. при более высоких энергиях гораздо сложнее из-за необходимости учитывать структуру нуклонов. Напр., m - -захват, m - p nv m , описывается по крайней мере удвоенным числом констант. H. испытывает также электрослабое взаимодействие с др. адронами без участия лептонов. К таким процессам относятся следующие.

1) Распады гиперонов L np 0 , S + np + , S - np - и т. д. Приведённая вероятность этих распадов в неск. раз меньше, чем у нестранных частиц, что описывается введением угла Кабиббо (см. Кабиббо угол ).

2) Слабое взаимодействие n - n или n - p, к-рое проявляется как ядерные силы, не сохраняющие пространств. чётность .Обычная величина обусловленных ими эффектов порядка 10 -6 -10 -7 .

Взаимодействие H. со средними и тяжёлыми ядрами имеет ряд особенностей, приводящих в нек-рых случаях к значит. усилению эффектов несохранения чётности в ядрах . Один из таких эффектов - относит. разность сечения поглощения H. с по направлению распространения и против него, к-рая в случае ядра 139 La равна 7% при = 1,33 эВ, соответствуют щей р -волновому нейтронному резонансу. Причиной усиления является сочетание малой энергетич. ширины состояний компаунд-ядра и большой плотности уровней с противоположной чётностью у этого компаунд-ядра, обеспечивающей на 2-3 порядка большее смешивание компонент с разной чётностью, чем у низко лежащих состояний ядер. В результате ряд эффектов: асимметрия испускания g-квантов относительно спина захватываемого поляризов. H. в реакции (n, g), асимметрия вылета заряж. частиц при распаде компаунд-состояний в реакции (n, р) или асимметрия вылета лёгкого (или тяжёлого) осколка деления в реакции (n, f ). Асимметрии имеют величину 10 -4 -10 -3 при энергии тепловых H. В р -волновых нейтронных резонансах реализуется дополнит. усиление, связанное с подавленностью вероятности образования сохраняющей чётность компоненты этого компаунд-состояния (из-за малой нейтронной ширины р -резонанса) по отношению к примесной компоненте с противоположной четностью, являющейся s -резонан-сом. Именно сочетание неск. факторов усиления позволяет крайне слабому эффекту проявляться с величиной, характерной для ядерного взаимодействия.

Взаимодействия с нарушением барионного числа . Теоретич. модели великого объединения и суперобъединения предсказывают нестабильность барионов - их распад в лептоны и мезоны. Эти распады могут быть заметны только для легчайших барионов - p и п, входящих в состав атомных ядер. Для взаимодействия с изменением барионного числа на 1, DB = 1, можно было бы ожидать превращения H. типа: n е + p - , или превращения с испусканием странных мезонов. Поиски такого рода процессов производились в экспериментах с применением подземных детекторов с массой в неск. тысяч тонн. На основании этих экспериментов можно сделать заключение, что время распада H. с нарушением барионного числа составляет более 10 32 лет.

Др. возможный тип взаимодействия с DВ = 2 может привести к явлению взаимопревращения H. и антинейтронов в вакууме, т. е. к осцилляции . В отсутствие внеш. полей или при их малой величине состояния H. и антинейтрона вырождены, поскольку массы их одинаковы, поэтому даже сверхслабое взаимодействие может их перемешивать. Критерием малости внеш. полей является малость энергии взаимодействия магн. момента H. с магн. полем (n и n ~ имеют противоположные по знаку магн. моменты) по сравнению с энергией, определяемой временем T наблюдения H. (согласно соотношению неопределённостей), D <=hT -1 . При наблюдении рождения антинейтронов в пучке H. от реактора или др. источника T есть время пролёта H. до детектора. Число антинейтронов в пучке растёт с ростом времени пролёта квадратично: /N n ~ ~ (T /t осц) 2 , где t осц - время осцилляции.

Прямые эксперименты по наблюдению рождения и в пучках холодных H. от высокопоточного реактора дают ограничение t осц > 10 7 с. В готовящихся экспериментах можно ожидать увеличения чувствительности до уровня t осц ~ 10 9 с. Ограничивающими обстоятельствами являются макс. интенсивность пучков H. и имитация явлений антинейтронов в детекторе космич. лучами.

Др. метод наблюдения осцилляции - наблюдение аннигиляции антинейтронов, к-рые могут образовываться в стабильных ядрах. При этом из-за большого отличия энергий взаимодействий возникающего антинейтрона в ядре от энергии связи H. эфф. время наблюдения становится ~ 10 -22 с, но большое число наблюдаемых ядер (~10 32) частично компенсирует уменьшение чувствительности по сравнению с экспериментом на пучках H. Из данных подземных экспериментов по поиску распада протона об отсутствии событий с энерговыделением ~2 ГэВ можно заключить с нек-рой неопределённостью, зависящей от незнания точного вида взаимодействия антинейтрона внутри ядра, что t осц > (1-3) . 10 7 с. Существ. повышение предела t осц в этих экспериментах затруднено фоном, обусловленным взаимодействием космич. нейтрино с ядрами в подземных детекторах.

Следует отметить, что поиски распада нуклона с DB = 1 и поиски -осцилляции являются независимыми экспериментами, т. к. вызываются принципиально разл. видами взаимодействий.

Гравитационное взаимодействие H . Нейтрон - одна из немногих элементарных частиц, падение к-рой в гравитац. поле Земли можно наблюдать экспериментально. Прямое измерение для H. выполнено с точностью 0,3% и не отличается от макроскопического. Актуальным остаётся вопрос о соблюдении эквивалентности принципа (равенства инертной и гравитац. масс) для H. и протонов.

Самые точные эксперименты выполнены методом Эт-веша для тел, имеющих разные ср. значения отношения A/Z , где А - ат. номер, Z - заряд ядер (в ед. элементарного заряда е) . Из этих опытов следует одинаковость ускорения свободного падения для H. и протонов на уровне 2·10 -9 , а равенство гравитац. и инертной масс на уровне ~10 -12 .

Гравитац. ускорение и замедление широко используются в опытах с ультрахолодными H. Применение гравитац. рефрактометра для холодных и ультрахолодных H. позволяет с большой точностью измерить длины когерентного рассеяния H. на веществе.

H. в космологии и астрофизике

Согласно совр. представлениям, в модели Горячей Вселенной (см. Горячей Вселенной теория )образование барионов, в т. ч. протонов и H., происходит в первые минуты жизни Вселенной. В дальнейшем нек-рая часть H., не успевших распасться, захватывается протонами с образованием 4 He. Соотношение водорода и 4 He при этом составляет по массе 70% к 30%. При формировании звёзд и их эволюции происходит дальнейший нуклеосинтез , вплоть до ядер железа. Образование более тяжёлых ядер происходит в результате взрывов сверхновых с рождением нейтронных звёзд, создающих возможность последоват. захвата H. нуклидами. При этом комбинация т. н. s -процесса - медленного захвата H. с b-распадом между последовательными захватами и r -процесса - быстрого последоват. захвата при взрывах звёзд в осн. может объяснить наблюдаемую распространённость элементов в космич. объектах.

В первичной компоненте космич. лучей H. из-за своей нестабильности вероятно отсутствуют. H., образующиеся у поверхности Земли, диффундирующие в космич. пространство и распадающиеся там, по-видимому, вносят вклад в формирование электронной и протонной компоненты радиационных поясов Земли.

Лит.: Гуревич И. С., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, M., 1965; Александров Ю. А.,. Фундаментальные свойства нейтрона, 2 изд., M., 1982.

Глава первая. СВОЙСТВА СТАБИЛЬНЫХ ЯДЕР

Выше уже было сказано, что ядро состоит из протонов и нейтронов, связанных ядерными силами. Если измерять массу ядра в атомных единицах массы, то она должна быть близка к массе протона, умноженной на целое число называемое массовым числом. Если заряд ядра а массовое число то это означает, что в состав ядра входит протонов и нейтронов. (Число нейтронов в составе ядра обозначается обычно через

Эти свойства ядра отражены в символических обозначениях, которые будут использованы в дальнейшем в виде

где X - название элемента, атому которого принадлежит ядро (например, ядра: гелия - , кислорода - , железа - урана

К числу основных характеристик стабильных ядер можно отнести: заряд, массу, радиус, механический и магнитный моменты, спектр возбужденных состояний, четность и квадрупольный момент. Радиоактивные (нестабильные) ядра дополнительно характеризуются временем жизни, типом радиоактивных превращений, энергией испускаемых частиц и рядом других специальных свойств, о которых будет сказано далее.

Прежде всего рассмотрим свойства элементарных частиц, из которых состоит ядро: протона и нейтрона.

§ 1. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРОТОНА И НЕЙТРОНА

Масса. В единицах массы электрона: масса протона масса нейтрона .

В атомных единицах массы: масса протона масса нейтрона

В энергетических единицах масса покоя протона масса покоя нейтрона

Электрический заряд. q - параметр, характеризующий взаимодействие частицы с электрическим полем, выражается в единицах заряда электрона где

Все элементарные частицы несут количество электричества, равное либо 0, либо Заряд протона Заряд нейтрона равен нулю.

Спин. Спины протона и нейтрона равны Обе частицы являются фермионами и подчиняются статистике Ферми-Дирака, а следовательно, и принципу Паули.

Магнитный момент. Если подставить в формулу (10), определяющую магнитный момент электрона вместо массы электрона массу протона, получим

Величина называется ядерным магнитоном. Можно было предположить по аналогии с электроном, что спиновый магнитный момент протона равен Однако опыт показал, что собственный магнитный момент протона больше ядерного магнетона: по современным данным

Кроме того, оказалось, что незаряженная частица - нейтрон - также имеет магнитный момент, отличный от нуля и равный

Наличие магнитного момента у нейтрона и столь большое значение магнитного момента у протона противоречат предположениям о точечности этих частиц. Ряд экспериментальных данных, полученных в последние годы, свидетельствует о том, что и протон и нейтрон обладают сложной неоднородной структурой. В центре нейтрона при этом находится положительный заряд, а на периферии равный ему по величине распределенный в объеме частицы отрицательный заряд. Но поскольку магнитный момент определяется не только величиной обтекающего тока, но и охватываемой им площадью, то создаваемые ими магнитные моменты не будут равны. Поэтому нейтрон может обладать магнитным моментом, оставаясь в целом нейтральным.

Взаимные превращения нуклонов. Масса нейтрона больше массы протона на 0,14%, или на 2,5 массы электрона,

В свободном состоянии нейтрон распадается на протон, электрон и антинейтрино: Среднее время жизни его близко к 17 мин.

Протон - частица стабильная. Однако внутри ядра он может превращаться в нейтрон; при этом реакция идет по схеме

Разница в массах частиц, стоящих слева и справа, компенсируется за счет энергии, сообщаемой протону другими нуклонами ядра.

Протон и нейтрон имеют одинаковые спины, почти одинаковые массы и могут превращаться друг в друга. В дальнейшем будет показано, что и ядерные силы, действующие между этими частицами попарно, тоже одинаковы. Поэтому их называют общим наименованием - нуклон и говорят, что нуклон может находиться в двух состояниях: протон и нейтрон, отличающихся своим отношением к электромагнитному полю.

Нейтроны и протоны взаимодействуют благодаря существованию ядерных сил, имеющих неэлектрическую природу. Своим происхождением ядерные силы обязаны обмену мезонами. Если изобразить зависимость потенциальной энергии взаимодействия протона и нейтрона малых энергий от расстояния между ними то приближенно она будет иметь вид графика, представленного на рис. 5, а, т. е. имеет форму потенциальной ямы.

Рис. 5. Зависимость потенциальной энергии взаимодействия от расстояния между нуклонами: а - для пар нейтрон - нейтрон или нейтрон - протон; б - для пары протон - протон

НЕЙТРОН
Neutron

Нейтрон – нейтральная частица, относящаяся к классу барионов. Вместе с протоном нейтрон образует атомные ядра. Масса нейтрона m n = 938.57 МэВ/с 2 ≈ 1.675·10 -24 г. Нейтрон, как и протон, имеет спин 1/2ћ и является фермионом.. Он имеет и магнитный момент μ n = - 1.91μ N , где μ N = е ћ /2m р с – ядерный магнетон (m р – масса протона, использована Гауссова система единиц). Размер нейтрона около 10 -13 см. Он состоит из трёх кварков: одного u-кварка и двух d-кварков, т.е. его кварковая структура udd.
Нейтрон, являясь барионом, имеет барионное число В = +1. Нейтрон нестабилен в свободном состоянии. Так как он несколько тяжелее протона (на 0.14%), то он испытывает распад с образованием протона в конечном состоянии. При этом закон сохранения барионного числа не нарушается, так как барионное число протона также +1. В результате этого распада образуется также электрон е - и электронное антинейтрино e . Распад происходит за счёт слабого взаимодействия.


Схема распада n → р + е - + e .

Время жизни свободного нейтрона τ n ≈ 890 сек. В составе атомного ядра нейтрон может быть столь же стабилен, как и протон.
Нейтрон, будучи адроном, участвует в сильном взаимодействии.
Нейтрон был открыт в 1932 г. Дж. Чедвиком .

Нейтрон (элементарная частица)

Данная статья была написана Владимиром Горунович для сайта "Викизнание", помещена на этот сайт в целях защиты информации от вандалов, а затем дополнена на этом сайте.

Полевая теория элементарных частиц, действуя в рамках НАУКИ, опирается на проверенный ФИЗИКОЙ фундамент:

  • Классическую электродинамику,
  • Квантовую механику,
  • Законы сохранения - фундаментальные законы физики.
В этом принципиальное отличие научного подхода, использованного полевой теорией элементарных частиц - подлинная теория должна строго действовать в рамках законов природы: в этом и заключается НАУКА.

Использовать не существующие в природе элементарные частицы, выдумывать не существующие в природе фундаментальные взаимодействия, или подменять существующие в природе взаимодействия сказочными, игнорировать законы природы, занимаясь математическими манипуляциями над ними (создавая видимость науки) - это удел СКАЗОК, выдаваемых за науку . В итоге физика скатывалась в мир математических сказок.

    1 Радиус нейтрона
    2 Магнитный момент нейтрона
    3 Электрическое поле нейтрона
    4 Масса покоя нейтрона
    5 Время жизни нейтрона
    6 Новая физика: Нейтрон (элементарная частица) - итог

Нейтрон - элементарная частица квантовое число L=3/2 (спин = 1/2) - группа барионов, подгруппа протона, электрический заряд +0 (систематизация по полевой теории элементарных частиц).

Согласно полевой теории элементарных частиц (теории - построенной на научном фундаменте и единственной получившей правильный спектр всех элементарных частиц), нейтрон состоит из вращающегося поляризованного переменного электромагнитного поля с постоянной составляющей. Все голословные утверждения Стандартной модели о том, что нейтрон якобы состоит из кварков, не имеют ничего общего с действительностью . - Физика экспериментально доказала, что нейтрон обладает электромагнитными полями (нулевая величина суммарного электрического заряда, еще не означает отсутствие дипольного электрического поля, что косвенно вынуждена была признать даже Стандартная модель, введя электрические заряды у элементов структуры нейтрона), и еще гравитационным полем. О том, что элементарные частицы не просто обладают - а состоят из электромагнитных полей, физика гениально догадалась еще 100 лет назад, но вот построить теорию никак не удавалось до 2010 года. Теперь в 2015 году появилась еще и теория гравитации элементарных частиц, установившая электромагнитную природу гравитации и получившая уравнения гравитационного поля элементарных частиц, отличные от уравнений гравитации, на основании которых была построена не одна математическая сказка в физике.

Структура электромагнитного поля нейтрона (E-постоянное электрическое поле,H-постоянное магнитное поле, желтым цветом отмечено переменное электромагнитное поле).

Энергетический баланс (процент от всей внутренней энергии):

  • постоянное электрическое поле (E) - 0,18%,
  • постоянное магнитное поле (H) - 4,04%,
  • переменное электромагнитное поле - 95,78%.
Наличие мощного постоянного магнитного поля объясняет обладание нейтроном ядерными силами. Структура нейтрона приведена на рисунке.

Несмотря на нулевой электрический заряд, нейтрон обладает дипольным электрическим полем.

1 Радиус нейтрона

Полевая теория элементарных частиц определяет радиус (r) элементарной частицы как расстояние от центра до точки в которой достигается максимум плотности массы.

Для нейтрона это будет 3,3518 ∙10 -16 м. К этому надо добавить еще толщину слоя электромагнитного поля 1,0978 ∙10 -16 м.

Тогда получится 4,4496 ∙10 -16 м. Таким образом, внешняя граница нейтрона должна находиться от центра на расстоянии более 4,4496 ∙10 -16 м. Получилась величина почти равная радиусу протона и это не удивительно. Радиус элементарной частицы определяется квантовым числом L и величиной массы покоя. У обеих частиц одинаковый набор квантовых чисел L и M L , а массы покоя незначительно отличаются.

2 Магнитный момент нейтрона

В противовес квантовой теории полевая теория элементарных частиц утверждает, что магнитные поля элементарных частиц не создаются спиновым вращение электрический зарядов, а существуют одновременно с постоянным электрическим полем как постоянная составляющая электромагнитного поля. Поэтому магнитные поля есть у всех элементарных частиц с квантовым числом L>0.

Полевая теория элементарных частиц не считает магнитный момент нейтрона аномальным - его величина определяется набором квантовых чисел в той степени, в какой квантовая механика работает в элементарной частице.

Так магнитный момент нейтрона создается током:

  • (0) с магнитным моментом -1 eħ/m 0n c
Далее умножаем его на процент энергии переменного электромагнитного поля нейтрона разделенный, на 100 процентов, и переводим в ядерные магнетоны. При этом не следует забывать, что ядерные магнетоны учитывают массу протона (m 0p), а не нейтрона (m 0n), так что полученный результат надо умножить на отношение m 0p /m 0n . В итоге получим 1,91304.

3 Электрическое поле нейтрона

Несмотря на нулевой электрический заряд, согласно полевой теории элементарных частиц у нейтрона должно быть постоянное электрическое поле. У электромагнитного поля, из которого состоит нейтрон, имеется постоянная составляющая, а, следовательно, у нейтрона должны быть постоянное магнитное поле и постоянное электрическое поле. Поскольку электрический заряд равен нулю то постоянное электрическое поле будет дипольным. То есть у нейтрона должно быть постоянное электрическое поле аналогичное полю двух распределенных параллельных электрических зарядов равных по величине и противоположного знака. На больших расстояниях электрическое поле нейтрона будет практически незаметно из-за взаимной компенсации полей обоих знаков заряда. Но на расстояниях порядка радиуса нейтрона это поле будет оказывать существенное влияние на взаимодействия с другими элементарными частицами близких по размерам. Это, прежде всего, касается взаимодействия в атомных ядрах нейтрона с протоном и нейтрона с нейтроном. Для нейтрон - нейтронного взаимодействия это будут силы отталкивания при одинаковом направлении спинов и силы притяжения при противоположном направлении спинов. Для нейтрон - протонного взаимодействия знак силы зависит не только от ориентации спинов, но еще и от смещения между плоскостями вращения электромагнитных полей нейтрона и протона.
Итак, у нейтрона должно быть дипольное электрическое поле двух распределенных параллельных симметричных кольцевых электрических зарядов (+0.75e и -0.75e), среднего радиуса , расположенных на расстоянии

Электрический дипольный момент нейтрона (согласно полевой теории элементарных частиц) равен:

где ħ - постоянная Планка, L - главное квантовое число в полевой теории элементарных частиц, e - элементарный электрический заряд, m 0 - масса покоя нейтрона, m 0~ - масса покоя нейтрона, заключенная в переменном электромагнитном поле, c - скорость света, P - вектор электрического дипольного момента (перпендикулярен плоскости нейтрона, проходит через центр частицы и направлен в сторону положительного электрического заряда), s - среднее расстояние между зарядами, r e - электрический радиус элементарной частицы.

Как видите, электрические заряды близки по величине к зарядам предполагаемых кварков (+2/3e=+0.666e и -2/3e=-0.666e) в нейтроне, но в отличие от кварков, электромагнитные поля в природе существуют, и аналогичной структурой постоянного электрического поля обладает любая нейтральная элементарная частица, независимо от величины спина и... .

Потенциал электрического дипольного поля нейтрона в точке (А) (в ближней зоне 10s > r > s приблизительно), в системе СИ равен:

где θ - угол между вектором дипольного момента P и направлением на точку наблюдения А, r 0 - нормировочный параметр равный r 0 =0.8568Lħ/(m 0~ c), ε 0 - электрическая постоянная, r - расстояние от оси (вращения переменного электромагнитного поля) элементарной частицы до точки наблюдения А, h - расстояние от плоскости частицы (проходящей через ее центр) до точки наблюдения А, h e - средняя высота расположения электрического заряда в нейтральной элементарной частице (равна 0.5s), |...| - модуль числа, P n - величина вектора P n . (В системе СГС отсутствует множитель .)

Напряженность E электрического дипольного поля нейтрона (в ближней зоне 10s > r > s приблизительно), в системе СИ равна:

где n =r /|r| - единичный вектор из центра диполя в направлении точки наблюдения (А), точкой (∙) обозначено скалярное произведение, жирным шрифтом выделены вектора. (В системе СГС отсутствует множитель .)

Компоненты напряженности электрического дипольного поля нейтрона (в ближней зоне 10s>r>s приблизительно) продольная (| |) (вдоль радиус-вектора, проведенного от диполя в данную точку) и поперечная (_|_) в системе СИ:

Где θ - угол между направлением вектора дипольного момента P n и радиус-вектором в точку наблюдения (в системе СГС отсутствует множитель ).

Третья компонента напряженности электрического поля - ортогональная плоскости, в которой лежат вектор дипольного момента P n нейтрона и радиус-вектор, - всегда равна нулю.

Потенциальная энергия U взаимодействия электрического дипольного поля нейтрона (n) с электрическим дипольным полем другой нейтральной элементарной частицы (2) в точке (А) в дальней зоне (r>>s), в системе СИ равна:

где θ n2 - угол между векторами дипольных электрических моментов P n и P 2 , θ n - угол между вектором дипольного электрического момента P n и вектором r , θ 2 - угол между вектором дипольного электрического моментаP 2 и вектором r , r - вектор из центра дипольного электрического момента p n в центр дипольного электрического момента p 2 (в точку наблюдения А). (В системе СГС отсутствует множитель )

Нормировочный параметр r 0 вводится с целью уменьшения отклонения значения E, от рассчитанного с помощью классической электродинамики и интегрального исчисления в ближней зоне. Нормировка происходит в точке, лежащей в плоскости параллельной плоскости нейтрона, удаленной от центра нейтрона на расстояние (в плоскости частицы) и со смещением по высоте на h=ħ/2m 0~ c, где m 0~ - величина массы заключенной в переменном электромагнитном поле покоящегося нейтрона (для нейтрона m 0~ = 0.95784 m. Для каждого уравнения параметр r 0 рассчитывается самостоятельно. В качестве приблизительного значения можно взять полевой радиус:

Из всего вышесказанного следует, что электрическое дипольное поле нейтрона (о существовании которого в природе, физика 20 века и не догадывалась), согласно законам классической электродинамики, будет взаимодействовать с заряженными элементарными частицами .

4 Масса покоя нейтрона

В соответствии с классической электродинамикой и формулой Эйнштейна, масса покоя элементарных частиц с квантовым числом L>0, в том числе и нейтрона, определяется как эквивалент энергии их электромагнитных полей:

где определенный интеграл берется по всему электромагнитному полю элементарной частицы, E - напряженность электрического поля, H - напряженность магнитного поля. Здесь учитываются все компоненты электромагнитного поля: постоянное электрическое поле (которое у нейтрона есть), постоянное магнитное поле, переменное электромагнитное поле. Эта маленькая, но очень емкая для физики формула, на основании которой получены уравнения гравитационного поля элементарных частиц, отправит в утиль не одну сказочную "теорию" - поэтому ее возненавидят некоторые их авторы.

Как следует из приведенной формулы, величина массы покоя нейтрона зависит от условий, в которых нейтрон находится . Так поместив нейтрон в постоянное внешнее электрическое поле (например, атомное ядро), мы повлияем на E 2 , что отразится на массе нейтрона и его стабильности. Аналогичная ситуация возникнет при помещении нейтрона в постоянное магнитное поле. Поэтому некоторые свойства нейтрона внутри атомного ядра, отличаются от тех же свойств свободного нейтрона в вакууме, вдали от полей.

5 Время жизни нейтрона

Установленное физикой время жизни 880 секунд соответствует свободному нейтрону.

Полевая теория элементарных частиц утверждает, что время жизни элементарной частицы зависит от условий, в которых она находится. Поместив нейтрон во внешнее поле (например, магнитное) мы изменяем энергию, содержащуюся в его электромагнитном поле. Можно выбрать направление внешнего поля так, чтобы внутренняя энергия нейтрона уменьшилась. В результате при распаде нейтрона выделится меньше энергии, что затруднит распад и увеличит время жизни элементарной частицы. Можно подобрать такую величину напряженности внешнего поля, что распад нейтрона будет требовать дополнительной энергии и, следовательно, нейтрон станет стабильным. Именно это наблюдается в атомных ядрах (например, дейтерия), в них магнитное поле соседних протонов не допускает распад нейтронов ядра. В прочем при внесении в ядро дополнительной энергии распады нейтронов вновь могут стать возможными.

6 Новая физика: Нейтрон (элементарная частица) - итог

Стандартная модель (опущенная в данной статье, но которая в 20 веке претендовала на истину) утверждает, что нейтрон является связанным состоянием трёх кварков: одного "верхнего" (u) и двух "нижних" (d) кварков (предполагаемая кварковая структура нейтрона: udd). Поскольку наличие кварков в природе экспериментально не доказано, электрический заряд, равный по величине заряду гипотетических кварков в природе не обнаружен, а имеются лишь косвенные свидетельства, которые можно интерпретировать как наличие следов кварков в некоторых взаимодействиях элементарных частиц, но можно и интерпретировать иначе, то утверждение Стандартной модели, что нейтрон обладает кварковой структурой остается всего лишь бездоказательным предположением. Любая модель, в том числе и Стандартная вправе предположить любую структуру элементарных частиц включая нейтрона, но пока на ускорителях не будут обнаружены соответствующие частицы, из которых якобы состоит нейтрон, утверждение модели следует считать не доказанным.

Стандартная модель, описывая нейтрон, вводит не найденные в природе кварки с глюонами (глюоны тоже никто не нашел), не существующие в природе поля и взаимодействия и вступает в противоречие с законом сохранения энергии;

Полевая теория элементарных частиц (Новая физика) описывает нейтрон исходя из существующих в природе полей и взаимодействий в рамках, действующих в природе законов - в этом и заключается НАУКА.

Владимир Горунович

Рассказать друзьям