загляните на купон-скидку или справочники: окна kbe, окна veka, окна rehau, остекление балкона, остекление лоджии, изготовление окон, монтаж окон, остекление, производство окон, металлопластиковые окна,окна пвх, пластиковые окна, установка окон, стеклопакеты и евроокна.

ВСЁ О СТРОИТЕЛЬСТВЕ, ПРОМЫШЛЕННОМ, ЖИЛОМ И НЕ ТОЛЬКО...:
ПОНЯТИЯ:

МОНТАЖ (франц. montage - подъём установка, сборка, от monter - поднимать), сборка и установка сооружений конструкций, технологического оборудования агрегатов, машин (см. Сборка машин, аппаратов, приборов и др. устройств и готовых частей и элементов.
МОНТАЖ в строительстве - основной производственный процесс, выполняемый при возведении зданий и сооружений или и реконструкции, в результате которого устанавливают в проектное положение строительные конструкции, инженерное технологическое оборудование и др. МОНТАЖ технологического оборудования включает также присоединение его к источникам энергоснабжения системам очистки и удаления отходов оснащение приборами, средствами автоматизации и контроля.
СТРОИТЕЛЬНО-МОНТАЖНЫЕ ОРГАНИЗАЦИИ в СССР, организационно обособленные производственно-хозяйственные единицы, основным видом деятельности которых является строительство новых, реконструкция, капитальный ремонт и расширение действующих объектов (предприятий, их отдельных очередей, пусковых комплексов, зданий, сооружений), а также монтаж оборудовани я. К государственным СТРОИТЕЛЬНО-МОНТАЖНЫМ ОРГАНИЗАЦИЯМ относятся строительные и монтажные тресты (тресты-площадки, тресты гор. типа, территориальные, союзные специализированные тресты); домостроительные, заводостроительные и сельские строительные комбинаты; строительные, (монтажные) управления и приравненные к ним организации (напр., передвижные механизированные колонны, строительно-монтажные поезда и др.).
ПРОЕКТИРОВАНИЕ (от лат. projectus, буквально - брошенный вперёд), процесс создания проекта - прототипа, прообраза предполагаемого или возможного объекта, состояния. Различают этапы и стадии ПРОЕКТИРОВАНИЯ, характеризующиеся определённой спецификой. Предметная область ПРОЕКТИРОВАНИЯ постоянно расширяется. Наряду с традиционными видами ПРОЕКТИРОВАНИЯ (архитектурно-строительным, машиностроительным, технологическим и др.) начали складываться самостоятельные направления ПРОЕКТИРОВАНИЯ человеко-машинных систем (решающих, познающих, эвристических, прогнозирующих, планирующих, управляющих и т. п.) (см. Система "человек и машина"), трудовых процессов, организаций, экологическое, социальное, инженерно-психологич., генетическое ПРОЕКТИРОВАНИЕ и др. Наряду с дифференциацией ПРОЕКТИРОВАНИЯ идёт процесс его интеграции на основе выявления общих закономерностей и методов проектной деятельности.
ПРОМСТРОЙПРОЕКТ, проектный институт в ведении Госстроя СССР. Находится в Москве. Организован в 1933. В составе института архитектурно-строительные и конструкторские отделы; ПРОМСТРОЙПРОЕКТ возглавляет объединение "Союзхимстройниипроект" с проектными институтами в Киеве, Ростове-на-Дону, Тольятти, Алма-Ате. Разрабатывает проекты (архитектурно-строительные и сан.-технич. части) производственных зданий и сооружений крупнейших промышленных предприятий автомобильной, машиностроит., металлургич., химич. и др. отраслей пром-сти; схемы генеральных планов пром. узлов и упорядочения существующих пром. районов; мероприятия по повышению уровня индустриализации строительтсва за счёт унификации и типизации зданий, сооружений и конструкций и внедрения эффективных строит. материалов; нормативные документы и методич. указания по проектированию пром. зданий и сооружений. Периодически публикует реферативную информацию "Строительное проектирование промышленных предприятий". Награждён орденом Трудового Красного Знамени (1958)

Главная страница
Поиск по сайту
Оглавление страниц
Объяснение слов: словарь, справочник, информация. Строительство, экономика, промышленность - все сферы жизни: от А до Г, от Г до П и от П до Я

енно перед взрывом к-рых происходит коллапс центрального ядра. Нейтринная вспышка может быть зарегистрирована даже в том случае, если сверхновая оптически ненаблюдаема. Длительность такой вспышки ~0,01 сек (потоки нейтрино у Земли 10'°-1012 нейтрино/см2 за вспышку). Измеряя время запаздывания начала вспышки, зарегистрированного детекторами в разных местах земного шара, можно установить направление прихода нейтринного излучения. Вспышки могут быть зарегистрированы водородсодержащим сцинтиллятором массой в неск. сотен т в виде характерной серии импульсов. Такие эксперименты планируются в СССР и в США.

Нейтринная астрофизика. Необходимость исследования астрофизич. явлений с участием нейтрино породила новую ветвь в астрофизике - нейтринную астрофизику. По совр. представлениям, нейтринное излучение, к-рое сильно растёт с увеличением темп-ры, оказывает решающее влияние на картину эволюции звёзд на завершающих стадиях, когда темп-ра в недрах звезды достигает~ 109K и выше. Это связано с тем, что испускание нейтрино происходит из самых горячих, внутренних областей звезды (т. к. пробеги нейтрино в веществе значительно больше размеров звезды), и поэтому именно нейтринное излучение определяет скорость потери энергии такими звёздами. Примером является влияние гипотетич. электронно-нейтринного взаимодействия (предсказываемого универсальной теорией слабого взаимодействия; см. Нейтрино) на эволюцию ядра планетарных туманностей, учёт к-рого позволяет согласовать наблюдаемые данные о времени эволюции с теоретич. расчетами; в свою очередь, возможность такого согласования является аргументом в пользу существования этого взаимодействия.

Когда темп-га в центре звезды достигает значения ~ 1011К, пробег ve становится сравнимым с размерами звезды и при дальнейшем увеличении темп-ры звезда станозится непрозрачной для нейтрино. Поскольку, однако, пробеги нейтрино остаются ещё несравнимо большими пробегов фотонов, перенос энергии в звезде осуществляется посредством нейтринного газа (нейтринная теплопроводность) и потери энергии продолжают определяться нейтринным излучением. При темп-pax >=2х1011K звёзды становятся непрозрачными и для мюонных нейтрино . Такие стадии жизни звезды наиболее загадочны и интересны. Предполагается, что нейтринное излучение играет решающую роль в механизме взрыва сверхновых.

Развитие H. а. и нейтринной астрофизики обещает дать ценную информацию не только о строении небесных тел, но и о природе самого нейтрино и свойствах слабого взаимодействия.

Лит.: Нейтрино. Сб. ст., пер. с англ , M., 1970 (Современные проблемы физики); Б а к а л Д ж., Солнечные нейтрино, "Успехи физических наук", 1970, т. 101, в. 4, с. 739-53; Азимов А., Нейтрино-призрачная частица атома, пер. с англ., M., 1969, с. 92 - 105. Г. T. Зацепин, Ю. С.Копысов.

НЕЙТРИНО (итал. neutrino, уменьшительное от neutrone - нейтрон), электрически нейтральная элементарная частица с массой покоя много меньшей массы электрона (возможно равной нулю), спином 1/2 (в единицах постоянной Планка h) и исчезающе малым, по-видимому нулевым, магнитным моментом. H. принадлежит к группе лептонов, а по своим статистич. свойствам относится к классу фермионов. Назв. "Н." применяется к двум различным элементарным частицам - к электронному (ve) и к мюонному () Н. Электронным наз. H., взаимодействующее с др. частицами в паре с электроном е~ (или позитроном е+), мюонным - H., взаимодействующее в паре с мюоном (-, +). Оба вида H. имеют соответствующие античастицы: электронное (ve) и мюонное () антинейтрино. Электронные и мюонные H. принято различать с помощью сохраняющихся аддитивных лептонных квантовых чисел (лептонных зарядов) Le и L, при этом принимается, что Lе= + 1,L=0 для vе И Le = - 1,L = 0 для Ve,Le=0,L=+ 1 для V И Le=0,L = - 1 для V.

В отличие от др. частиц, H. обладают удивит, свойством иметь строго определённое значение спиральности - проекции спина на направление импульса: H. имеют левовинтовую спиральнослъ ( = -1/2), т. е. спин направлен против направления движения частицы, антинейтрино- правовинтовую (=+ 1/2), т. е. спин направлен по направлению движения.

H. испускаются при бета-распаде атомных ядер, К-захеате, захвате -ядрами и при распадах нестабильных элементарных частиц, гл. обр. пи-мезонов (+, -), К-мезонов и мюонов. Источниками H. являются также термоядерные реакции в звёздах.

H. принимают участие лишь в слабом взаимодействии и гравитац. взаимодействии и не участвуют в электромагнитном и сильном взаимодействиях. С этим связана крайне высокая проникающая способность H., позволяющая этой частице свободно проходить сквозь Землю и Солнце.

История открытия нейтрино

Гипотеза Паули. Открытие H. принадлежит к числу наиболее ярких и вместе с тем трудных страниц в физике 20 в. Прежде чем стать равноправным членом семьи элементарных частиц, H. долгое время оставалось гипотетич. частицей.

Впервые в экспериментальной физике H. проявилось в 1914, когда англ, физик Дж. Чедвик обнаружил, что электроны, испускаемые при -распаде атомных ядер (в отличие от -частиц и -KBBHTOB , испускаемых при др. видах радиоактивных превращений), имеют непрерывный энергетич. спектр. Это явление находилось в явном противоречии с теорией квантов, требовавшей, чтобы при квантовых переходах между стационарными состояниями ядер выделялась дискретная порция энергии (постулат Бора). Поскольку при испускании -частиц и -квантов это требование выполнялось, возникло подозрение, что при -распаде нарушается закон сохранения энергии.

В 1930 швейц. физик В. Паули в письме участникам семинара в Тюбингене сообщил о своей "отчаянной попытке" "спасти" закон сохранения энергии. Паули высказал гипотезу о существовании новой электрически нейтральной сильно проникающей частицы со спином 1/2 и с массой <=0,0l массы протона, к-рая испускается при -распаде вместе с электроном, что и приводит к нарушению однородности спектра -электронов за счёт распределения дискретной порции энергии (соответствующей переходу ядра из одного состояния в другое) между обеими частицами. После открытия в 1932 тяжёлой нейтральной частицы - нейтрона, итал. физик Э. Ферми предложил называть частицу Паули "нейтрино". В 1933 Паули сформулировал основные свойства H. в их совр. виде. Как выяснилось позже, эта гипотеза "спасла" не только закон сохранения энергии, но и законы сохранения импульса и момента количества движения, а также осн. принципы статистики частиц в квантовой механике.

Теория -распада Ферми. Гипотеза Паули естеств. образом вошла в теорию -распада, созданную Ферми в 1934 и позволившую описать явления электронного (-) и позитронного -(+) распадов и К-захвата. Появилась теоретическая возможность ввести два разных H.: антинейтрино, рождающееся в паре с электроном, и H., рождающееся в паре с позитроном.

В теории Ферми - (+)-распад есть превращение нейтрона n (протона р) внутри ядра в протон (нейтрон):

n -> p +e- + Ve, (1)

p -> n + е+ + e. (2)

С помощью теории Ферми была рассчитана форма спектра -электронов, оказавшаяся вблизи верхней границы энергии -электронов очень чувствительной к массе mv H. Сравнение теоретич. формы спектра с экспериментальной показало, что масса H. много меньше массы электрона (и, возможно, равна нулю). Теория Ферми объяснила все осн. черты -распада, и её успех привёл физиков к признанию H. Однако сомнения в существовании этой частицы ещё оставались.

Эксперименты по обнаружению нейтрино. Известны две возможности экспериментального обнаружения H. Первая - наблюдение обратного -распада - впервые рассмотрена X. Бете и P. Пайер-лсом в 1934. Обратным -распадом наз. реакции (существование к-рых следует из теории Ферми): n + ve -> p + е-, (Г) p+Ve -> n + е+, (2') происходящие как на свободных, так и на связанных в ядрах нуклонах. Оценка вероятности (сечения) поглощения H. дала поразительный результат: в твёрдом веществе H. с энергией, характерной для -распада, должно пройти расстояние порядка сотен световых лет, прежде чем будет захвачено ядром. В 30-40-х гг. обнаружить такую частицу казалось вообще невозможным.

Другой путь - наблюдение отдачи ядра в момент испускания H.-впервые рассмотрен сов. физиком А. И. Лейпунским. В 1938 А. И. Алиханов и А. И. Алиханьян предложили использовать для этой цели реакцию К-захвата в 7Be: ядро 7Be захватывает электрон из К-оболочки атома и испускает H., превращаясь в ядро 7Li, 7Ве(е-, ve)7Li; при этом, если H.- реальная частица, 7Li получает импульс, равный и противоположный по знаку импульсу H. Первый успешный опыт с этой реакцией был выполнен амер. физиком Дж. Алленом в 1942. Оказалось, что энергия отдачи ионов 7Li согласуется с теоретич. значением (в предположении нулевой массы H.). Последующие опыты с большей точностью подтвердили этот результат. Существование H. стало экспериментальным фактом. В физике появилась новая частица, все свойства к-рой были определены 'из косвенных экспериментов.

Обнаружение свободного H. в процессе обратного -распада стало возможным после создания мощных ядерных реакторов и больших водород-содержащих сцинтилляционных детекторов. В реакторе в результате --распада осколков деления урана испускаются антинейтрино с энергией до 10 Мэв, . в среднем 6 частиц на 1 деление. Поток антинейтрино от мощного реактора составляет (вблизи реактора) ок. 1013 частиц на 1 см2в 1 сек.

Эксперимент по прямому детектированию Ve впервые был осуществлён в 1953 в США Ф. Райнесом и К. Коуэном на реакторе в Хэнфорде. Регистрировалась реакция (2') на водороде, входящем в состав сцинтилляционной жидкости с добавкой соли кадмия, сильно поглощающего нейтроны. С помощью техники запаздывающих совпадений удалось выделить из фона характерную цепочку событий, вызываемых антинейтрино: позитрон, рождающийся в реакции (2'), аннигилируя с электроном, испускает два -кванта, к-рые производят первую сцинтилляционную вспышку; через 5 - 10 мксек за ней следует вторая вспышка от -квантов, испущенных ядром кадмия в результате захвата нейтрона, образевавшегося в реакции (2') и замедлившегося в водородсодержащей жидкости. В 1956-59 опыт был повторен в лучших условиях (рис. 1). Было получено сечение = (11 ± 2,6)·10-44 см2.

Рис. 1. Схема опыта Ф. Райнеса и К. Коуэна (1958) на реакторе в Саванна-Рнвер, США: / - жидкий сцинтилляционный детектор (1400 л) для регистрации антинейтрино; 2 - сцинтилляционный детектор для регистрации фона космических лучей, включённый на антисовпадения с детектором 1; 3 - две труппы фотоумножителей, включённые на совпадение; 4 - электронная аппаратура; 5 - двух лучевой осциллограф; 6 - свинцовый и парафиновый экраны для защиты от излучений реактора.

Теоретич. величина сечения (усреднённого по спектру антинейтрино) в предположении двухкомпонентного H. (см. ниже) равна (10-14)·10-44 см2. Эти опыты окончательно подтвердили существование свободного H.

Основные свойства нейтрино

Нейтрино и антинейтрино. Представление о H. и антинейтрино возникло чисто теоретически. Однако доказательство того, что эти частицы действительно разные, не может быть получено в рамках самой теории. Поскольку H. не имеет электрич. заряда, не исключено, что H. по своим свойствам тождественно антинейтрино, т. е. является истинно нейтральной частицей; такое H. впервые было рассмотрено итал. физиком Э. Майорана и поэтому наз. "майорановским". В 1946 Б. M. Понтекорво предложил для экспериментального решения этой проблемы использовать реакцию превращения 37Cl в 37Ar. Из существования распада 37Ar(e-,ve)37Cl следует реакция
[1729-1.jpg]
Если ve и ve не тождественны, то реакция 37Cl + ve -> 37Ar + е-(), аналогичная реакции (3), при облучении 37Cl пучком антинейтрино от реактора не должна наблюдаться. В эксперименте, осуществлённом амер учёным P. Дейвисом в 1955-56 на четырёххлористом углероде, реакцию () не удалось обнаружить. Этот результату доказывает нетождественность ve и ve (и, следовательно, является основой для введения сохраняющегося лептонного числа Le).

Электронные и мюонные нейтрино. После открытия мюонов, - и К-мезонов было установлено, что распад этих частиц также сопровождается вылетом H.: ±->e±+ + , ±->± + , К±->±+. В 1957 M. А. Марков, Ю.Швингер и К.Нишиджима высказали предположение, что H., рождающееся в паре с мюоном (), отлично от H., рождающегося в паре с электроном (ve). Возможность проверки этих ассоциативных свойств H. с помощью ускорителей высокой энергии рассматривалась в СССР M. А. Марковым и Б. M. Понтекорво. Успешные опыты были осуществлены в 1962 на Брукхейвенском ускорителе в США и в 1964 в Европ. центре ядерных исследований (в ЦЕРНе). Было показано, что под действием H. от распадов +-> + ; K+->++v (4) происходит только реакция +n->p + -. Реакция +n -> p + е- не была найдена; это означает, что H. от реакций (4) не рождают электроны. T. о., было доказано существование двух разных H.- иve.

В 1964-67 в аналогичных опытах было установлено, что при столкновении с ядрами рождает - и не рождает +, т. e. мюонные нейтрино и антинейтрино также не тождественны и необходимо ввести ещё одно сохраняющееся лептонное число L.

Спиральность и лептонные числа нейтрино. До открытия несохранения четности в -распаде считалось, что H. описывается волновой функцией, являющейся решением Дирака уравнения, и имеет четыре состояния, соответствующие четырём линейно-независимым решениям: два с проекцией спина на импульс (спиральностью) =-1/2 - левое (левовинтовое) H. Ли левое антинейтрино Ли два с =+ 1/2 - правое (правовинтовое) H. П и правое антинейтрино П. Теория H., предполагающая существование четырёх состояний, называется четырёхкомпонентной, а двух состояний - двухкомпонентной. Примером двухкомпонентного H. является майорановское H.

Обнаружение в 1956 несохранения чётности открыло новую теоретическую возможность описания H. В 1957 Л. Д. Ландау и независимо пакистанский физик А. Салам, а также Ли Цзундао и Ян Чжэнъ-нин построили двухкомпонентную теорию спирального H., в которой H. имеет только два состояния: либо Л И П, Либо П И Л, T. е. H. и антинейтрино имеют противоположные значения спиральности. Для спирального двухкомпонентного H. операция пространств, инверсии P (операция перехода от правой системы координат к левой) и операция зарядового сопряжения С (переход от частицы к античастице) каждая в отдельности не имеет физич. смысла, т. к. переводит реальное H. в нефи-зич. состояние с неправильной спиральностью. Физич. смысл имеет только произведение этих операций-т. н. комбинированная инверсия (CP), превращающая реальное Н Л (П) в реальное антинейтрино П (Л) с противоположной спиральностью.

Рис. 2. Схема эксперимента амер. физиков M Гольдхабера, Л. Гродзинса и С. Cyньяра по измерению спиральности нейтрино.
Радиоактивный препарат l02Eum (J =0-) 1 (где J - спин, - чётность ядра) испускает в процессе К-захвата нейтрино. Образующееся возбуждённое ядро 152Sm (1-) испускает -квант [превращаясь в ядро 152Sm(0+)], к рый, пройдя через магнитный анализатор 2 (представляющий собой намагниченное железо) для определения круговой поляризации -квантов, испытывает резонансное рассеяние на ядрах 152Sm(O+) 3 Условие резонанса выполняется только в том случае, если ядро Sm лосле испускания -кванта имеет малый импульс отдачи, т. е. если нейтрино и -квант испускаются в противоположных направлениях. В этом случае -квант и нейтрино должны иметь одинаковый знак спиральности. Сцинтилляционный детектор NaI 4 считает число -квантов N+и N-, рассеянных при направлениях магнитного поля по и против движения нейтрино. Теоретическое значение (N--N+)/2(N-+N+)= = +0,025 для левовинтовой и -0,025 для правовинтовых спиральностей нейтрино; экспериментальное значение равно +0,017+0,003, что согласуется со 100%-ной левовинтовой спиральностью нейтрино, если учесть все возможные эффекты деполяризации -квантов. (Свинцовая защита 5 предохраняет детектор 4 от прямого попадания квантов.)

В 1958 в Брукхейвене было проведено прямое измерение спиральности электронного H., испускаемого в процессе 152Eum (e-,e)152 Sm (рис. 2), и найдено, что с вероятностью, близкой к 100%, veобладает левовинтовой спиральностью. Измерения спиральности мюонных H. в распадах +->+ + показали, что тоже левое. Было также установлено, что e и имеют правую спиральность (рис. 3).

Рис 3 Пи отражении в зеркале (пространственной инверсии) левое нейтрино Л переходит в несуществующее состояние правого нейтрино П (а). Реальное состояние получается при одновременном (с отражением) переходе от частицы к античастице, при этом Л, переходит в правое антинейтрино П(б)

Этих опытов, однако, недостаточно для подтверждения теории двухкомпонентного H. Доказательством двухкомпонент-ности H. являются опыты Райнеса по измерению сечения захвата антинейтрино (см. выше): сечение, в соответствии с двухкомпонентной теорией, оказалось в 2 раза выше, чем рассчитанное по четырёхкомпонентной теории. Хотя все проведенные с H. опыты не позволяют исключить майорановский вариант двухкомпонентного H., теория спирального двухкомпонентного H. более предпочтительна, т. к допускает введение лептонных чисел Le и L, посредством к-рых удается получить все необходимые запреты в процессах с участием лептонов, напр. ±<>e±+, е- + р<>n + - ++, K- <> + + е- + - и др. Спиральная двухкомпонентная теория является логически более стройной и "экономной", т. к. из неё естественно вытекает равенство нулю массы и магнитного момента H.

Помимо Le и L, имеются и др. способы введения лептонных чисел (см. Лептонный заряд).

Масса и магнитный момент нейтрино. Экспериментально невозможно исключить наличие у H. очень малой массы. Наилучшая оценка верхнего предела массы электронного H. получена из анализа формы спектра -электронов трития: me <=60 эв (что почти в 104 раз меньше массы электрона mе~510 кэв). Для мюонного H. экспериментальный предел значительно выше: m <= 1,2 Мэв. Если масса H. не строго равна О, H. может иметь магнитный момент и, следовательно, участвовать в процессах электромагнитного взаимодействия, напр, в реакциях ve + e-->e + e-, + p->p + 0 + . Эксперименты по поиску этих реакций дали след, ограничения на величину магнитного момента:

e<= 1,4·10-9Б, Б=10-8Б, где Б - магнетон Бора (если me=m =0, то e = =0).

Осцилляции нейтрино. В 1958 Б. M. Понтекорво высказал гипотезу, что если масса H не строго равна О и нет строгого сохранения лептонных зарядов, возможны осцилляции H., т. е. превращение одного вида H. в другой (аналогично К° <=> К° осцилляциям К-мезонов вследствие несохранения странности в слабых взаимодействиях), напр.e<=>e
e <=>и т.д. Вопрос об осцилляциях может быть решен лишь экспериментально.

Взаимодействия нейтрино

Как уже говорилось, взаимодействие H. с др. частицами осуществляется посредством слабого взаимодействия. Совр. теория универсального слабого взаимодействия (обобщенная теория Ферми), разработанная амер. учёными M. ГеллМаном, P. Фейнманом, P. Маршаком и E. Сударшаном, описывает все экспериментально наблюдавшиеся процессы с участием H., а также предсказывает ещё не наблюдавшиеся, напр, упругое рассеяние H. на электроне и мюоне: e+ е -> e + е, + -> + . Эксперименты по рассеянию H. на электроне по своей чувствительности близко подошли к возможности обнаружения этих процессов, однако выделить их над уровнем фона пока не удалось.

Особый интерес представляет взаимодействие H. при высоких энергиях. Согласно совр. теории слабого взаимодействия, сечение рассеяния H. на др. леп-тонах, напр, реакции + е- -> ve + -, должно расти с ростом энергии пропорционально квадрату энергии в системе центра инерции (с. ц. и.) сталкивающихся частиц [или линейно в лабораторной системе (л. с.)]. Однако такой рост сечения взаимодействия в локальной теории Ферми не может происходить неограниченно, т. к. при энергиях ~300 Гэв в с. ц. и. сечение достигает своего естеств. предела, определяемого т. н. условием унитарности (условием того, что суммарная вероятность всех возможных процессов при столкновении данных частиц равна 1). Можно ожидать, что при этих энергиях (если окажется справедливой современная теория) слабое взаимодействие станет "сильным" в том смысле, что сечения процессов множественного рождения лептонов станут сравнимыми с сечением двухчастичных процессов.

Экспериментально пока удалось исследовать только процессы взаимодействий H. с сильно взаимодействующими частицами (адронами). Наблюдались квазиупругие процессы типа ve() + n -> p + e- (-) и неупругие процессы, например ve () + n -> n (p) + e- () + N + N' К + ..., где N, N' - целые числа. Для квазиупругих процессов можно теоретически предсказать ход сечения с ростом энергии. Согласно гипотезе сов. учёных С. С. Герштейна и Я. Б. Зельдовича, нуклон является носителем сохраняющегося "слабого заряда", аналогичного электрическому. Если это так, то "слабый заряд" (как и электрический) должен быть "размазан" по объёму нуклона и нуклон при взаимодействии с H. должен вести себя как протяжённая частица. В то время как сечение квазиупругого рассеяния H. на точечном нуклоне растёт линейно с ростом энергии (в л. с.), на протяжённом нуклоне, как показывают расчёты, оно достигает постоянного значения при энергии H. Ev =1-2 Гэв. Эксперименты подтвердили эту гипотезу при Еv =1-5 Гэв. Для неупругих процессов ситуация более сложная. M. А. Марков высказал предположение, что полное сечение взаимодействия H. с нуклоном, несмотря на "обрезание" сечения в каждом отдельном канале реакции, должно расти линейно с возрастанием энергии (в л. с.) из-за неограниченного роста числа возможных каналов. В рамках определённых предположений это было доказано амер. учёными С. Адлером и Дж. Бьёркеном. Как показал P. Фейнман, такая зависимость сечения от энергии возможна, если нуклон представляет собой облако точечных частиц ("партонов"). Измерения, проведённые в ЦЕРНе, согласуются с линейным ростом полного сечения в области Еv = 1 -10Гэе: v = (0,69 ±0,05)-10-38Ev см2 (в формуле энергия Ev выражена в Гэв). Получены также данные в опытах с H. космич. лучей при энергии 10-100 Гэв: v =(0,55 ± 0,15)-10-38 Ev см2. Первые результаты,, полученные в Национальной ускорительной лаборатории США (Батавия), не противоречат линейному росту сечения до Еv~40 Гэв. T. о., все данные согласуются с линейным ростом полного сечения взаимодействия H. с нуклоном при Еv <=100 Гэв. Высказывалось предположение, что сечение может линейно расти с энергией вплоть до гео-метрич. размеров нуклона (~ 10-26 cм2).

Существует теория, отличная от теории Ферми, в к-рой слабое взаимодействие осуществляется за счёт обмена т. н. промежуточным бозоном. В этой теории сечение взаимодействия H. как с лепто-нами, так и с адронами должно "обрезаться" при высоких энергиях, причём энергия "обрезания" определяется массой промежуточного бозона.

В 1973 впервые (ЦЕРН) в пузырьковой камере наблюдалось около сотни случаев взаимодействия и с ядрами с рождением адронов без образования мюонов, а также (1974) неск. случаев рассеяния на электроне. Это, по-видимому, свидетельствует о существовании нового типа взаимодействия H. с адронами и лептонами через т. н. нейтральные токи. Существование подобных взаимодействий вытекает, в частности, из объединённой теории слабых и электромагнитных взаимодействий (см. Слабые взаимодействия).

Во всех перечисленных выше экспериментах H. выступает в роли инструмента исследования структуры элементарных частиц.

Естественные источники нейтрино

Естественная радиоактивность. Любое космич. тело, в т. ч. Земля, содержит значит, количество радиоактивных элементов и является источником H. Регистрация антинейтрино от Земли в принципе возможна, однако методы регистрации ещё не разработаны.

Столкновение протонов космических лучей с газом и реликтовыми фотонами может приводить к рождению заряженных я-мезонов, распад к-рых сопровождается испусканием H. (или антинейтрино). В этом механизме возможна генерация H. с энергиями вплоть до Ev = 1020 эв. Источником таких H. является атмосфера Земли, а также ядро и диск Галактики, где сосредоточена основная масса межзвёздного газа. H. от столкновения протонов сверхвысоких энергий с реликтовыми фотонами испускаются во всём мировом пространстве. Существует гипотеза, что H. сверхвысоких энергий являются причиной сверхмощных широких атмосферных ливней (см. Космические лучи).

Атмосфера Земли- пока единственный естеств. источник, от к-рого удалось зарегистрировать H. Рождаются H. в верхних слоях атмосферы, где генерируется наибольшее число -и К-мезонов. Впервые идея экспериментов с H. космич. лучей была высказана M. А. Марковым (1960). Было предложено регистрировать глубоко под землёй мюоны с энергией 10-100 Гэв от реакции + n -> p +-(). Регистрируя мюоны из нижней полусферы Земли и под большими зенитными углами, можно избавиться от фона атмосферных мюонов и иметь чистые нейтринные события (). Первые результаты получены в Индии и в Юж. Африке в 1965 с помощью спец. нейтринных телескопов (рис. 4). К 1973 мировая статистика насчитывала свыше сотни нейтринных событий.

Реакции термоядерного синтеза хим. элементов - осн. механизм генерации H. в недрах Солнца и большей части звёзд (в период их "ядерной" эволюции).

Сверхгорячая плазма служит источником H. в звёздах на завершающих этапах эволюции, а также в модели горячей Вселенной в первые доли секунды её возникновения. Возможны два вида ге-нерййии H. Первый связан с реакциями взаимного превращения нуклонов p <=> n (. н. урка-процесс) и может идти как на связанных нуклонах ядер при темп-pax Т~ 109 К, так и на свободных нуклонах при T>=1010К. Второй способ, чисто лепгонный, связан с реакциями типа --> е-+ e+, а также с реакциями + e -> e+e+e (фоторождение H.), е+ + е- -> e+e (нейтринная аннигиляция электрон-позитронных пар) и др., к-рые происходят, если существует гипотетич. рассеяние e + е -> e+ е (предсказываемое теорией Ферми). Пока не удалось доказать существование e + е -> e + е-рассеяния лабораторными методами (на H. от реакторов и ускорителей); считается, что астрофизич. данные свидетельствуют в пользу существования такого процесса.

Реликтовые H. Согласно модели горячей Вселенной, H., испущенные в момент её возникновения, испытывают сильное красное смещение при космоло-гич. расширении Вселенной. Такие реликтовые H. заполняют всё мировое про-

Рис. 4. - схема нейтринного телескопа, установленного в шахте Южной Индии на глубине около 2300 м: 1 - пластические сцинтилляцнонные элементы, площадью 1 м2, каждый из которых просматривается двумя фотоумножителями 2; регистрируются четырёхкратные совпадения между парой фотоумножителей на одной стороне и любой парой - на другой; между сцинтилляторами установлено неск. слоев неоновых трубок 3 для фотографирования следов заряженных частиц, образованных нейтрино; 4 - свинцовые поглотители толщиной 2,5 см', 6 - случай неупругого взаимодействия нейтрино, пришедшего из нижней полусферы Земли: 5, 6 - следы, оставленные, повидимому, мюоном и пи-мезоном, которые образовались внутри скалы при столкновении с нуклоном.

странство. В наиболее реалистич. варианте модели горячей Вселенной число мюон-ных и электронных H. и антинейтрино одинаково и составляет ~ 200 частиц/см2, а ср. энергия H.-(2-3)-10-4эв, что соответствует температуре нейтринного газа 2-3 К. Для понимания механизма развития Вселенной очень важно экспериментально установить наличие реликтовых H. и измерить температуру нейтринного газа.

В рамках модели горячей Вселенной удаётся получить наилучшую оценку для массы мюонного H. Согласно космо-логич. данным, плотность материи в расширяющейся Вселенной не может превышать 10-28г/см3; отсюда следует, что максимально возможная масса мюонного H. составляет ~ 300 эв (т. е. значительно ниже верхнего предела, установленного лабораторными методами).

Нейтронизация вещества, т. е. превращение протонов в нейтроны по схеме p + е- ->n + e, может служить мощным источником H., когда звезда по к.-л. причинам теряет гравитац. устойчивость и коллапсирует, превращаясь в нейтронную звезду. При этом огромное число H., равное по порядку величины числу протонов в звезде (~1057), испускается за сотые доли сек. Если коллапсирует горячая звезда, нейтронизация происходит совместно с процессами, характерными для горячей плазмы. Такая ситуация возможна при взрывах сверхновых и при коллапсе гравитационном.

О возможности регистрации H. от Солнца и др. звёзд см. Нейтринная астрономия.

Развитие науки о H. за последние четверть века убедительно доказало, что H. из гшютетич. частицы превратилось в мощный инструмент исследования микро- и макромира.

Лит.: А л л е н Д ж, Нейтрино, пер. с англ., M., 1960; Алиханов А. И., Слабые взаимодействия. Новейшие исследования -распада, M., 1960; Теоретическая физика 20 века, M., 1962; Окунь Л. Б., Слабое взаимодействие элементарных частиц, M., 1963; Понтекорво Б. M., Нейтрино и его роль в астрофизике, "Успехи физических наук", 1963, т. 79, в. 1, с. 3; Марков M. А., Нейтрино, M., 1964; Железных И. M., Подземные нейтринные эксперименты, "Успехи физических наук". 1966, т. 89, в. 3, с. 513; Ли Ц. и By Ц., Слабые взаимодействия, пер. с англ., M., 1968; Бугаев Э. В., Котов Ю. Д., Розенталь И. Л., Космические мюоны и нейтрино, M., 1970; Березинский В. С., Нейтрино, M., 1973. Г. T. Зацепин, Ю. С. Копысов.

НЕЙТРОН (англ, neutron, от лат. neuter - ни тот, ни другой; символ n), нейтральная (не обладающая электрич. зарядом) элементарная частица со спином 1/2 (в единицах постоянной Планка h) и массой, незначительно превышающей массу протона. Из протонов и H. построены все ядра атомные. Магнитный момент H. равен примерно двум ядерным магнетонам и отрицателен, т. е. направлен противоположно механическому, спиновому, моменту количества движения. H. относятся к классу сильно взаимодействующих частиц (адронов) и входят в группу барионов, т. е. обладают особой внутр. характеристикой - барионным зарядом, равным, как и у протона (р), + 1. H. были открыты в 1932 англ, физиком Дж. Чедвиком, к-рый установил, что обнаруженное нем. физиками В. Боте и Г. Бекером проникающее излучение, возникающее при бомбардировке атомных ядер (в частности, бериллия) -частицами, состоит из незаряженных частиц с массой, близкой к массе протона.

H. устойчивы только в составе стабильных атомных ядер. Свободный H.-нестабильная частица, распадающаяся на протон, электрон (е-)и электронное антинейтрино (e): n-> p +e- + e; ср. время жизни H. ~ 16 мин. В веществе свободные H. существуют ещё меньше (в плотных веществах единицы - сотни мксек) вследствие их сильного поглощения ядрами. Поэтому свободные H. возникают в природе или получаются в лаборатории только в результате ядерных реакций (см. Нейтронные источники). В свою очередь, свободный H. способен взаимодействовать с атомными ядрами, вплоть до самых тяжёлых; исчезая, H. вызывает ту или иную ядерную реакцию, из к-рых особое значение имеет деление тяжёлых ядер, а также радиационный захват H., приводящий в ряде случаев к образованию радиоактивных изотопов. Большая эффективность H. в осуществлении ядерных реакций, своеобразие взаимодействия с веществом совсем медленных H. (резонансные эффекты, ди-фракц. рассеяние в кристаллах и т. п.) делают H. исключительно важным орудием исследования в ядерной физике и физике твёрдого тела. В практич. приложениях H. играют ключевую роль в ядерной энергетике, в производстве трансурановых элементов и радиоактивных изотопов (искусств, радиоактивность), а также широко используются в хим. анализе (активационный анализ) и в геологич. разведке (нейтронный каротаж).

В зависимости от энергии H. принята их условная классификация: ультрахолодные H. (до 10-7 эв), очень холодные (10-7- 10-4эв), холодные (10-4-5· 10-3 эв), тепловые (5·10-3-0,5 эв), резонансные (0,5-104 эв), промежуточные (104 - 105 эв), быстрые (105-108 эв), высокоэнергичные (108- 1010 эв) и релятивистские (>= 1010 эв); все H. с энергией до 105 эв объединяют общим названием медленные нейтроны.

О методах регистрации H. см. Нейтронные детекторы.

Основные характеристики нейтронов

Масса. Наиболее точно определяемой величиной является разность масс H. и протона: тn - mр = (1,29344 ± 0,00007) Мэв, измеренная по энергетич. балансу различных ядерных реакций. Из сопоставления этой величины с массой протона получается (в энер-гетич. единицах) mn = (939,5527 ± 0,0052) Мэв; это соответствует тп ~ 1,6· 10-24 г, или тn~ 1840 mе, где тe - масса электрона.

Спин и статистика. Значение 1/2 для спина H. подтверждается большой совокупностью фактов. Непосредственно спин был измерен в опытах по расщеплению пучка очень медленных H. в неоднородном магнитном поле. В общем случае пучок должен расщепиться на 2J + 1 отдельных пучков, где J - спин H. В опыте наблюдалось расщепление на 2 пучка, откуда следует, что J=1/2. Как частица с полуцелым спином, H. подчиняется Ферми - Дирака статистике (является фермионом); независимо это было установлено на основе экспериментальных данных по строению атомных ядер (см. Ядерные оболочки).

Электрический заряд нейтрона Q=0. Прямые измерения Q по отклонению пучка H. в сильном электрич. поле показывают, что по крайней мере Q<10-17e, где е - элементарный электрич. заряд, а косв. измерения (по электрич. нейтральности макроскопич. объёмов газа) дают оценку Q<2x10-22e.

Другие квантовые числа нейтрона. По своим свойствам H. очень близок протону: n и р имеют почти равные массы, один и тот же спин, способны взаимно превращаться друг в друга, напр, в процессах бета-распада', они одинаковым образом проявляют себя в процессах, вызванных сильным взаимодействием, в частности ядерные силы, действующие между парами p- p, n - p и n - n, одинаковы (если частицы находятся соответственно в одинаковых состояниях). Такое глубокое сходство позволяет рассматривать H. и протон как одну частицу - нуклон, к-рая может находиться в двух разных состояниях, отличающихся электрич. зарядом Q. Нуклон в состоянии с Q = + 1 есть протон, с Q = 0 - H. Соответственно, нуклону приписывается (по аналогии с обычным спином) нек-рая внутренняя характеристика - изотопический спин I равный 1/2, "проекция" к-рого может принимать (согласно общим правилам квантовой механики) 2I + 1 = 2 значения: + 1/2 и -1/2. T. о., n и p образуют изотопический дублет (см. Изотопическая инвариантность): нуклон в состоянии с проекцией изотопич. спина на ось квантования + 1/2 является протоном, а с проекцией -1/2 - H. Как компоненты изотопич. дублета, H. и протон, согласно совр. систематике элементарных частиц, имеют одинаковые квантовые числа: барионный заряд В = + 1, лептонный заряд L=O, странность S = 0 и положительную внутреннюю чётность. Изотопич. дублет нуклонов входит в состав более широкой группы "похожих" частиц - т. н. октет барионов с J = 1/2, B = 1 и положит, внутр. чётностью; помимо n и p в эту группу входят -, +-, °-, --гипероны, отличающиеся от n и p странностью (см. Элементарные частицы).

Магнитный дипольный момент нейтрона, определённый из экспериментов по ядерному магнитному резонансу, равен: n =-(1,91315±0,00007) я, где я=5,05· 10~24эрг/гс-ядерный магнетон. Частица со спином 1/2, описываемая Дирака уравнением, должна обладать магнитным моментом, равным одному магнетону, если она заряжена, и нулевым, если не заряжена. Наличие магнитного момента у H., так же как аномальная величина магнитного момента протона (p = 2,79я), указывает на то, что эти частицы имеют сложную внутр. структуру, т. е. внутри них существуют электрич. токи, создающие дополнит, "аномальный" магнитный момент протона 1,79я и приблизительно равный ему по величине и противоположный по знаку магнитный момент H. (-1,9Я) (см. ниже).

Электрический дипольный момент. С теоретич. точки зрения, электрич. дипольный момент d любой элементарной частицы должен быть равен нулю, если взаимодействия элементарных частиц инвариантны относительно обращения времени (Т-инвариантность). Поиски электрич. дипольного момента у элементарных частиц являются одной из проверок этого фундаментального положения теории, и из всех элементарных частиц H.- наиболее удобная частица для таких поисков. Опыты по методу магнитного резонанса на пучке холодных H. показали, что dn< 10~23см-е. Это означает, что сильное, электромагнитное и слабое взаимодействия с большой точностью T-инвариантны.

Взаимодействия нейтронов

H. участвуют во всех известных взаимодействиях элементарных частиц - сильном, электромагнитном, слабом и гравитационном.

Сильное взаимодействие нейтронов. H. и протон участвуют в сильных взаимодействиях как компоненты единого изо-топич. дублета нуклонов. Изотопич. инвариантность сильных взаимодействий приводит к определённой связи между характеристиками различных процессов с участием H. и протона, напр, эффективные сечения рассеяния +-мезона на протоне и --мезона на H. равны, т. к. системы +р и -n имеют одинаковый изотопич. спин I=3/2 и отличаются лишь значениями проекции изотопич. спина I3 (I3 = + 3/2 в первом и I3 = -3/2 во втором случаях), одинаковы сечения рассеяния K+ на протоне и К° на H. и т. п. Справедливость такого рода соотношений экспериментально проверена в большом числе опытов на ускорителях высокой энергии. [Ввиду отсутствия мишеней, состоящих из H., данные о взаимодействии с H. различных нестабильных частиц извлекаются гл. обр. из экспериментов по рассеянию этих частиц на дейтроне (d) - простейшем ядре, содержащем H.]

При низких энергиях реальные взаимодействия H. и протонов с заряженными частицами и атомными ядрами сильно различаются из-за наличия у протона электрич. заряда, обусловливающего существование дальнодействующих куло-новских сил между протоном и др. заряженными частицами на таких расстояниях, на к-рых короткодействующие ядерные силы практически отсутствуют. Если энергия столкновения протона с протоном или атомным ядром ниже высоты кулоновского барьера (к-рая для тяжёлых ядер порядка 15 Мэв), рассеяние протона происходит в основном за счёт сил электростатич. отталкивания, не позволяющих частицам сблизиться до расстояний порядка радиуса действия ядерных сил. Отсутствие у H. электрич. заряда позволяет ему проникать через электронные оболочки атомов и свободно приближаться к атомным ядрам. Именно это обусловливает уникальную способность H. сравнительно малых энергий вызывать различные ядерные реакции, в т. ч. реакцию деления тяжёлых ядер. О методах и результатах исследований взаимодействия H. с ядрами см. в статьях Медленные нейтроны, Нейтронная спектроскопия, Ядра атомного деление.

Рассеяние медленных H. на протонах при энергиях вплоть до 15 Мэв сферически симметрично в системе центра инерции. Это указывает на то, что рассеяние определяется взаимодействием n - p в состоянии относительного движения с орбитальным моментом количества движения l=O (т. н. S-волна). Рассеяние в S-состоянии является специфически квантовомеханич. явлением, не имеющим аналога в классич. механике. Оно превалирует над рассеянием в др. состояниях, когда де-бройлевская длина волны H. порядка или больше радиуса действия ядерных сил (h - постоянная Планка, - скорость H.). Поскольку при энергии 10 Мэв длина волны H. X = 2· 10-13см, эта особенность рассеяния H. на протонах при таких энергиях непосредственно даёт сведения о порядке величины радиуса действия ядерных сил. Теоретич. рассмотрение показывает, что рассеяние в S-состоянии слабо зависит от детальной формы потенциала взаимодействия и с хорошей точностью описывается двумя параметрами- эффективным радиусом потенциала r и т. н. длиной рассеяния а. Фактически для описания рассеяния n - p число параметров вдвое больше, т. к. система пр может находиться в двух состояниях, обладающих различными значениями полного спина J = 1 (триплетное состояние) и J=O (синглетное состояние). Опыт показывает, что длины рассеяния H. протоном и эффективные радиусы взаимодействия в синглетном и триплет-ном состояниях различны, т. е. ядерные силы зависят от суммарного спина частиц. Из экспериментов следует также, что связанное состояние системы np (ядро дейтерия) может существовать лишь при суммарном спине 1, в то время как в синглетном состоянии величина ядерных сил недостаточна для образования связанного состояния H.- протон. Длина ядерного рассеяния в синглетном состоянии, определённая из опытов по рассеянию протонов на протонах (два протона в S-состоянии, согласно Паули принципу, могут находиться только в состоянии с нулевым суммарным спином), равна длине рассеяния n - p в синглетном состоянии. Это согласуется с изотопич. инвариантностью сильных взаимодействий. Отсутствие связанной системы пр в синглетном состоянии и изотопич. инвариантность ядерных сил приводят к выводу, что не может существовать связанной системы двух H.- т. н. би-нейтрон (аналогично протонам, два H. в S-состоянии должны иметь суммарный спин, равный нулю). Прямых опытов по рассеянию n - n не проводилось ввиду отсутствия нейтронных мишеней, однако косвенные данные (свойства ядер) и более непосредственные - изучение реакций 3H +3Н->4Не + 2n, - + d->2n + -согласуются с гипотезой изотопич. инвариантности ядерных сил и отсутствием бинейтрона. [Если бы существовал биней-трон, то в этих реакциях наблюдались бы при вполне определённых значениях энергии пики в энергетич. распределениях соответственно -частиц (ядер4Не) и -квантов.] Хотя ядерное взаимодействие в синглетном состоянии недостаточно велико, чтобы образовать бинейтрон, это не исключает возможности образования связанной системы, состоящей из большого числа одних только H.- нейтронных ядер. Этот вопрос требует дальнейшего теоретического и экспериментального изучения. Попытки обнаружить на опыте ядра из трёх-четырёх H., а также ядра 4H, 5H, 6H не дали пока положит, результата.

Несмотря на отсутствие последовательной теории сильных взаимодействий, на основе ряда существующих представлений можно качественно понять нек-рые закономерности сильных взаимодействий и структуры H. Согласно этим представлениям, сильное взаимодействие между H. и др. адронами (напр., протоном) осуществляется путём обмена виртуальными адронами (см. Виртуальные частицы) - л-мезонами, р-мезонами и др. Такая картина взаимодействия объясняет короткодействующий характер ядерных сил, радиус к-рых определяется комптоновской длиной волны самого лёгкого адрона - -мезона (равной 1,4· 10-13 см). Вместе с тем она указывает на возможность виртуального превращения H. в др. адроны, напр, процесс испускания и поглощения -мезона: n->p+--> n. Известная из опыта интенсивность сильных взаимодействий такова, что H. подавляющее время должен проводить в подобного рода "диссоциированных" состояниях, находясь как бы в "облаке" виртуальных я-мезонов и др. адронов. Это приводит к пространств, распределению электрич. заряда и магнитного момента внутри H., физич. размеры к-рого определяются размерами "облака" виртуальных частиц (см. также Формфактор). В частности, оказывается возможным качественно интерпретировать отмеченное выше приблизительное равенство по абс. величине аномальных магнитных моментов H. и протона, если считать, что магнитный момент H. создаётся орбитальным движением заряженных --мезонов, испускаемых виртуально в процессе n->p + -->n, а аномальный магнитный момент протона - орбитальным движением виртуального облака +-мезонов, создаваемого процессом p -> n ++ -> р.

Электромагнитные взаимодействия нейтрона. Электромагнитные свойства H. определяются наличием у него магнитного момента, а также существующим внутри H. распределением положит, и отри-цат. зарядов и токов. Все эти характеристики, как следует из предыдущего, связаны с участием H. в сильном взаимодействии, обусловливающем его структуру. Магнитный момент H. определяет поведение H. во внешних электромагнитных полях: расщепление пучка H. в неоднородном магнитном поле, прецессию спина H. Внутр. электромагнитная структура H. проявляется при рассеянии электронов высокой энергии на H. и в процессах рождения мезонов на H. -квантами (фоторождение мезонов). Электромагнитные взаимодействия H. с электронными оболочками атомов и атомными ядрами приводят к ряду явлений, имеющих важное значение для исследования строения вещества.

Взаимодействие магнитного момента H. с магнитными моментами электронных оболочек атомов проявляется существенно для H., длина волны к-рых порядка или больше атомных размеров (энергия Е<10эв), и широко используется для исследования магнитной структуры и элементарных возбуждений (спиновых волн) магнитоупорядоченных кристаллов (см. Нейтронография). Интерференция с ядерным рассеянием позволяет получать пучки поляризованных медленных H. (см. Поляризованные нейтроны).

Взаимодействие магнитного момента H. с электрич. полем ядра вызывает специфич. рассеяние H., указанное впервые амер. физиком Ю. Швингером и потому называемое "швингеровскимк Полное сечение этого рассеяния невелико, однако при малых углах (~3°) оно становится сравнимым с сечением ядерного рассеяния; H., рассеянные на такие углы, в сильной степени поляризованы взаимодействие H.- электрон (n-е), несвязанное с собств. или орбитальным моментом электрона, сводится в основном к взаимодействию магнитного момента H. с электрич. полем электрона. Другой, по-видимому меньший, вклад в (n-е)-взаимодействие может быть обусловлен распределением электрич. зарядов и токов внутри H. Хотя (n-е)-взаимодействие очень мало, его удалось наблюдать в неск. экспериментах.

Слабое взаимодействие нейтрона проявляется в таких процессах, как распад H.: n -> p + e- + ve, захват электронного антинейтрино протоном: ve + p -> n + е+ и мюонного нейтрино () нейтроном: v + n -> p + -, ядерный захват мюонов: -+ p -> n+ v, распады странных частиц, напр. -> ° + n, и т. д.

Гравитационное взаимодействие нейтрона. H.- единственная из имеющих массу покоя элементарных частиц, для к-рой непосредственно наблюдалось гравитац. взаимодействие - искривление в поле земного тяготения траектории хорошо коллимированного пучка холодных H. Измеренное гравитац. ускорение H. в пределах точности эксперимента совпадает с гравитац. ускорением макроскопич. тел.

Нейтроны во Вселенной и околоземном пространстве
Вопрос о количестве H. во Вселенной на ранних стадиях её расширения играет важную роль в космологии. Согласно модели горячей Вселенной (см. Космология), значительная часть первоначально существовавших свободных H. при расширении успевает распасться. Часть H., к-рая оказывается захваченной протонами, должна в конечном счёте привести приблизительно к 30%-ному содержанию ядер Не и 70%-ному - протонов. Экспериментальное определение процентного состава Не во Вселенной - одна из кри-тич. проверок модели горячей Вселенной.

Эволюция звёзд в ряде случаев приводит к образованию нейтронных звезд, к числу к-рых относятся, в частности, т. н. пульсары.

В первичной компоненте космических лучей H. в силу своей нестабильности отсутствуют. Однако взаимодействия частиц космич. лучей с ядрами атомов земной атмосферы приводят к генерации H. в атмосфере. Реакция 14N(n,p) 14C, вызываемая этими H.,- осн. источник радиоактивного изотопа углерода 14C в атмосфере, откуда он поступает в живые организмы; на определении содержания 14C в органич. остатках основан радиоуглеродный метод геохронологии. Распад медленных H., диффундирующих из атмосферы в околоземное космич. пространство, является одним из осн. источников электронов, заполняющих внутр. область радиационного пояса Земли.

Лит.: Власов H. А., Нейтроны, 2 изд., M., 1971; Г у р е в и ч И. И., T ар а с о в Л. В., Физика нейтронов низких энергий, M , 1965.

Ф. Л. Шапиро, В. И. Лущиков.

НЕЙТРОННАЯ ОПТИКА, раздел нейтронной физики, изучающий ряд явлений, имеющих оптич. аналогии и возникающих при взаимодействии нейтронных пучков с веществом или полями (магнитным, гравитационными). Эти явления характерны для медленных нейтронов. К ним следует отнести: преломление и отражение нейтронных пучков на границе двух сред, полное отражение нейтронного пучка от границы раздела (наблюдаемое при определённых условиях), дифракцию нейтронов на отд. неоднородностях среды (рассеяние нейтронов на малые углы) и на периодич. структурах (см. Дифракция частиц). Для нек-рых веществ при отражении и преломлении возникает поляризация нейтронов, с к-рой (в первом приближении) можно сопоставить круговую поляризацию света. Неупругое рассеяние нейтронов в газах, жидкостях и твёрдых телах имеет аналогию с комбинационным рассеянием света.

В ряде явлений H. о. преобладающее значение имеют волновые свойства нейтронов. Длина волны нейтронов определяется массой нейтронов m = 1,67 10-24 г и их скоростью v: = h/mv, (1) где h - Планка постоянная (см. Волны де Бройля). Средняя скорость тепловых нейтронов v = 2,2·105см/сек, для них - длина волны = 1,8·10-8 см, т. е. того же порядка, что и для рентгеновских лучей. Длины волн самых медленных нейтронов (ультрахолодных, см. ниже) такие же, как у ультрафиолетового и видимого света. Аналогию между пучками нейтронов и электромагнитными волнами подчёркивает и тот факт, что нейтроны так же, как и фотоны, не имеют электрич. заряда. Вместе с тем природа нейтронных и электромагнитных волн различна. Фотоны взаимодействуют с электронной оболочкой атома, тогда как нейтроны - в основном с атомными ядрами. Нейтрон обладает массой покоя, что позволяет применять для нейтронных исследований методы, не свойственные оптике. Наличие у нейтрона магнитного момента обусловливает магнитное взаимодействие нейтронов с магнитными материалами и магнитными полями, отсутствующее для фотонов.

Развитие H. о. началось в 40-х гг. (после появления ядерных реакторов). Э. Ферми ввёл для описания взаимодействия нейтронов с конденсированными средами понятие показателя преломления п. При прохождении нейтронов через среду происходит их рассеяние атомными ядрами. На языке волн это означает, что падающая нейтронная волна порождает вторичные волны, когерентное сложение которых определяет преломлённые и отражённые волны. В результате взаимодействия нейтронов с ядрами изменяется скорость, а следовательно длина волны 1 нейтронов в среде по сравнению с длиной волны в вакууме. В обычных условиях, когда поглощением нейтронов на пути порядка 1 можно пренебречь (так же как в оптике): n = /1. Из соотношения де Бройля следует, что n =/1 = v1/v.

Если U-средний по объёму среды потенциал взаимодействия нейтронов с ядрами, то при попадании в среду нейтрон должен совершить работу. Его начальная кинетич. энергия E= mv2/2 в среде уменьшается: E1 =E-U. При U>0 скорость нейтронов в среде уменьшается v1 < v 1> и n<1. При U<0 скорость возрастает и п>1. Если ввести для нейтронных волн величину, аналогичную диэлектрической проницаемости: = n2, то:

= 2/21 = 21/2= E1/E. Потенциал U = h2Nb/2m,

откуда: e = n2 = 1-h2Nb/m2v2. (2) Здесь b - когерентная длина рассеяния нейтронов ядрами, a N - число ядер в единице объёма среды. Для большинства веществ b>0, и формуле (2) можно придать вид:
[1729-2.jpg]

Нейтроны со скоростью v
Скорость тепловых нейтронов в неск. сот раз больше, чем ультрахолодных, и п близко к 1 (1-n=10-5). При скользящем падении на поверхность плотного вещества пучок тепловых нейтронов также испытывает полное отражение, аналогичное полному внутреннему отражению света. Это имеет место при углах скольжения <=Кp, т. е. при углах падения

>=p = (/2)-Кp. Критич. угол определяется из условия:
[1729-3.jpg]

Напр., для меди кр = 9,5'. Можно показать, что условие полного отражения (4) эквивалентно требованию: vz<=v0, где vz- компонента скорости нейтрона, нормальная к отражающей поверхности. Скорость холодных нейтронов в неск. раз меньше, чем тепловых, а угол кр-соответственно больше.

Полное отражение используется для транспортировки тепловых и холодных нейтронов с миним. потерями от ядерного реактора к экспериментальным установкам (расстояния ~ 100 м). Это осуществляется с помощью зеркальных неитроноводов - вакуумированных труб, внутр. поверхность к-рых отражает нейтроны. Зеркальные нейтроноводы делают из меди или стекла (с напыленным металлом или без него).

В действительности коэфф. отражения нейтронов всегда немного меньше единицы. Это связано с тем, что ядра не только рассеивают нейтроны, но и поглощают их. Учёт поглощения приводит к уточнению формулы (3):
[1729-4.jpg]

Здесь - эффективное поперечное сечение всех процессов, приводящих к ослаблению нейтронного пучка. Для холодных и ультрахолодных нейтронов существенна сумма сечений захвата и неупругого рассеяния, величина к-рых обратно пропорциональна скорости v. Поэтому произведение не зависит от . Это означает, что и n для нейтронов, как и в оптике, комплексные величины: = ' +iе"; п = п' + in". Для ультрахолодных нейтронов действительная часть , т. е. ' < 0 и п" > п'. В случае света это характерно для металлов, и отражение ультрахолодных нейтронов от многих веществ аналогично отражению света от металлов с чрезвычайно высокой отражательной способностью (см. Металлооптика). Если b < 0, то в формуле (5) перед членом v20 / 2стоит знак + и > 1 (возрастает с уменьшением ). Такие вещества отражают и преломляют очень медленные нейтроны, как диэлектрики свет.

Формулу (2) легко обобщить на случай присутствия в среде магнитного поля, добавив к энергии U взаимодействия нейтронов со средой энергию магнитного взаимодействия ± В, где - магнитный момент нейтрона, В - магнитная индукция (знаки ± относятся к двум возможным ориентациям магнитного момента нейтрона относительно вектора В, т. е. к двум поляризациям нейтронного пучка): n2 = 1-h2Nb/m2v2±2B/mv2. (6)

Выбором материала для отражающего зеркала, магнитного поля и угла скольжения можно добиться того, чтобы нейтроны одной из двух поляризаций испытывали полное отражение, а другой - нет. Подобное устройство используется для получения пучков поляризованных нейтронов и для определения степени их поляризации.

На принципах H. о. основан ряд устройств, используемых как в экспериментальной технике, так и для решения практич. задач: нейтронные зеркала, прямые и изогнутые нейтроноводы полного внутр. отражения, нейтронные кристаллич. монохроматоры, зеркальные и кристаллич. поляризаторы и анализаторы нейтронов, устройства, позволяющие фокусировать нейтронные пучки, преломляющие призмы, нейтронный интерферометр и т. д. Дифракция нейтронов широко применяется для исследования субмикроскопич. свойств вещества: атомно-кристаллич. структуры, колебаний кристаллической решётки, магнитной структуры и её динамики (см. Нейтронография).

Лит.: Ферми Э., Лекции по атомной физике, пер. с англ., M., 1952; Ю з Д., Нейтронная оптика, пер. с англ., M., 1955; Г у р е в и ч И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, M., 1965; Франк И. M., Некоторые новые аспекты нейтронной оптики, "Природа", 1972, № 9. См. также лит. при ст. Нейтронография. Ю. M. Останевич, И. M. Франк.

НЕЙТРОННАЯ РАДИОГРАФИЯ, получение изображения образца в результате воздействия на фоточувствит. слой вторичных излучений, возникающих в образце при облучении его нейтронами. H. р. применяется гл. обр. для исследования металлов, сплавов, минералов с целью выявления наличия и размещения в них различных примесей (см. Дефектоскопия). В результате захвата нейтрона ядра становятся радиоактивными (см. Нейтронная спектроскопия, Медленные нейтроны). Метод H. р. основан на разной вероятности захвата нейтронов различными атомными ядрами. Если облучённый нейтронами образец (обычно тонкая пластинка) совместить с фотоплёнкой, то на проявленном снимке получаются участки с различной степенью почернения (нейтронная фотография). Более тёмные участки соответствуют ядрам, которые сильнее поглощают нейтроны. Наличие и размещение нек-рых примесей в образце можно определять не только по вторичным излучениям, но также по ослаблению первичного нейтронного потока в результате поглощения нейтронов ядрами примесей. Между образцом и фотослоем помещают фольгу из элемента, который становится под действием нейтронов -активным (Ag, Dy, In). В этом случае более светлые пятна соответствуют более сильному поглощению нейтронов. Лит.: Радиография. Сб. статей, M., 1952. Л. В. Тарасов.

НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, нейтронная спектрометрия, область ядерной физики, охватывающая исследования зависимости эффективного поперечного сечения взаимодействия нейтронов с атомными ядрами от энергии нейтронов.

Характерной особенностью энергетической зависимости сечений взаимодействия медленных нейтронов с ядрами является наличие так называемых нейтронных резонансов - резкого увеличения (в 10-105 раз) поглощения и рассеяния нейтронов вблизи определённых энергий (рис. 1). Избирательное (резонансное) поглощение нейтронов определённых энергий впервые было обнаружено Э. Ферми с сотрудниками в 1934. Ими же было показано, что способность поглощать медленные нейтроны сильно меняется от ядра к ядру.

Образующееся после захвата нейтрона высоковозбуждённое (резонансное) состояние ядра нестабильно (время жизни ~ 10-15 сек); ядро распадается с испусканием нейтрона (резонансное рассеяние нейтронов) или -кванта (радиационный захват). Значительно реже испускаются -частица или протон. Для нек-рых очень тяжёлых ядер (U, Pu и др.) происходит также деление возбуждённого ядра на 2, реже на 3 осколка (см. Ядра атомного деление).

Вероятности различных видов распада резонансного состояния ядра характеризуются т. н. ширинами резонансов (нейтронной Гд, радиационной Г, делительной Гg, -шириной Г и т. д.). Эти ширины входят в качестве параметров в формулу Брейта - Вигнера, к-рая описывает зависимость эффективного сечения взаимодействия нейтрона с ядром от энергии нейтрона E вблизи резонансной энергии E0 Для каждого вида (i) распада формула Брейта - Вигнера приближённо может быть записана в виде:
[1729-5.jpg]

Здесь Г = Гn + Г+ Г + . . . - полная ширина нейтронного резонанса, равная ширине резонансного пика на половине высоты, g - статистич. фактор, зависящий от спина и четности ре