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 излучение, 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. время жизни 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. ядерные реакции. 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. радиоактивность), а также используются в хим. анализе (активац. анализ) и в геол. разведке (нейтронный каротаж).

Классификацию Н. по энергиям (быстрые, медленные, тепловые и т. д.) см. в ст. (см. НЕЙТРОННАЯ ФИЗИКА).

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 — масса эл-на).

Спин и статистика. Спин Н. J был измерен по расщеплению пучка очень медленных Н. в неоднородном магн. поле. 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).

Электрический заряд Н. Q=0. Прямые измерения Q по отклонению пучка Н. в сильном электрич. поле дают Q<10-20e, а косвенные (по электрич. нейтральности макроскопич. объёмов газа) — Q<2•10-22 е (где е — величина заряда эл-на).

Д р у г и е к в а н т о в ы е ч и с л а. По своим св-вам Н. очень близок протону: n и p имеют почти равные массы, один и тот же спин, способны взаимно превращаться друг в друга (напр., в процессах b-распада), одинаковым образом проявляют себя в сильном вз-ствии. Такое глубокое сходство позволяет рассматривать Н. и протон как одну ч-цу — нуклон, к-рая может находиться в двух разных зарядовых состояниях. Нуклон в состоянии с Q=+1 есть протон, с Q=0 есть Н. Соответственно, нуклону приписывается (по аналогии с обычным спином) нек-рая внутр. хар-ка — изотопический спин I, равный 1/2, «проекция» к-рого может принимать 2I+1=2 значения: +1/2 и -1/2. Т. о., n и p образуют изотопич. дублет (см. ИЗОТОПИЧЕСКАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ). Как компоненты изотопич. дублета, Н. и протон имеют одинаковые квант. числа: барионный заряд B=+1, лептонный заряд L=0, странность S=0 и положит. внутр. чётность. Изотопич. дублет нуклонов входит в состав более широкой группы «похожих» ч-ц — октет барионов. Все квант. хар-ки Н. объясняются кварковой моделью адронов, согласно к-рой Н. состоит из двух d-кварков и одного u-кварка (см. ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ).

Магнитный дипольный момент Н., найденный из экспериментов по методу ЯМР, равен: mп=-1,91315(7)mя, где mя — яд. магнетон. Ч-ца с J=1/2, описываемая Дирака уравнением, должна обладать магн. моментом, равным магнетону, если она заряжена, и нулевым, если не заряжена. Наличие магн. момента у Н., так же как аномальная величина магн. момента протона (mр»2,79mя), указывает на то, что нуклоны обладают сложной внутр. структурой, т. е. внутри них существуют электрич. токи, создающие дополнит. аномальный магн. момент протона 1,79 mя и прибл. равный ему по величине и противоположный по знаку магн. момент Н. (-1,9mя). С другой стороны, согласно кварковой модели адронов, mn/mр»2/3, что также согласуется с наблюдаемыми значениями mп и mр.

Электрический дипольный момент. С теор. точки зрения электрич. дипольный момент d любой элем. ч-цы должен быть равен нулю, если вз-ствия ч-ц инвариантны относительно обращения времени (T-инвариантны). Одна из проверок этого фундам. положения теории — поиски d у элем. ч-ц, и Н.— наиб. удобная ч-ца для таких поисков. Опыты показали, что dn<2•10-25 см•е. Это означает, что сильное, эл.-магн. и слабое вз-ствия с большой точностью T-инвариантны.

Взаимодействие нейтронов.

Н. участвуют во всех известных фундам. вз-ствиях элем. ч-ц.

С и л ь н о е в з а и м о д е й с т в и е. Изотопич. инвариантность сильного вз-ствия приводит к определ. связи между хар-ками разл. процессов с участием Н. и протона, напр. эфф. сечения рассеяния p+-мезона на протоне и p--мезона на Н. равны, т. к. системы p+p и p-n имеют одинаковый изотопич. спин I=3/2 и отличаются лишь проекциями изотопич. спина (I3=+3/2 в первом и I3=-3/2 во втором случае), одинаковы сечения рассеяния К+-мезона на протоне и К°-мезона на Н. и т. п. Справедливость такого рода соотношений экспериментально проверена в большом числе опытов. (Данные о вз-ствии разл. нестабильных ч-ц с Н. получают гл. обр. из экспериментов по рассеянию Н. на дейтроне.) Однако при низких энергиях вз-ствия n и p с заряж. ч-цами и ат. ядрами сильно различаются из-за наличия у протона электрич. заряда, обусловливающего существование дальнодействующих кулоновских сил между ним и др. заряж. ч-цами на таких расстояниях, на к-рых короткодействующие яд. силы практически отсутствуют. Отсутствие у Н. электрич. заряда позволяет ему проникать через электронные оболочки атомов и свободно приближаться к ядрам. Именно этим объясняется уникальная способность Н. сравнительно малых энергий вызывать разл. яд. реакции, в т. ч. деление тяжёлых ядер (см. ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА).

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 длина волны 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 волны де Бройля к-рых ??ат. размеров (энергия ?<10 эВ), и широко используется для исследования магн. структуры и элем. возбуждений (спиновых волн) магнитоупорядоч. кристаллов (см. 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 сечение 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 взаимодействие (I. проявляется в таких процессах, как распад Н.: n®p+e-+v=e, захват электронного антинейтрино протоном: v=e+р®n+е+ и мюонного нейтрино 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. ускорение 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. Главный редактор А. М. Прохоров. 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 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 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 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 10³² лет). По астр. оценкам, 15% видимого вещества Вселенной представлено H., входящими в состав ядер ⁴He. 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 чётностьH. положительная. Изотопический спин I =¹/₂, при этом проекция изотопич. спина H. I₃ = -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_pc - 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 _о²/2)^.E², где a₀ - поляризуемость частицы, E- напряжённость поля. Эксперименты дают оценки a₀ <= 10^-42 см ³ (принята система единиц, 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. <е. инвариантности относительно совместного произведения зарядового сопряжения, пространственной инверсии и обращения времени), эквивалентно нарушению СР -ин-вариантности. Хотя нарушение СР -инвариантности было обнаружено ещё в 1964 в распаде K⁰_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 пар кварк - антикварк, 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 распределение плотности электрич. заряда и магн. момента H. (формфакторH.). 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_Mn= m_n(1 + q²/0,71)^-2, где q²- квадрат переданного импульса в единицах (ГэВ/с)².

Более сложен вопрос о величине электрич. (зарядового) формфактора H. G_En. Из экспериментов по рассеянию на дейтроне можно сделать заключение, что G_En (q²) <= 0,1 в интервале квадратов переданных импульсов (0-1) (ГэВ/с)². При q² 0 вследствие равенства нулю электрич. заряда H. G_En -> 0, однако экспериментально можно определить дG_En(q²)/дq²|_q2=0. Эта величина наиб. точно находится из измерений длины рассеянияH. 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. <r²_En>= = 0,088(12) Фили дG_En(q²)/ дq²|_q2=0= -0,02 F². 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_mn m^-X (где X - совокупность адронов) примерно в два раза больше полного сечения реакции v_mp 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. симметрия 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, r₀ = 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. точность 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 потенциал 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_ng = 0,311 барн.

Изотопич. инвариантность ядерных сил и известная энергия связи синглетного np-состояния позволяют обосновать отсутствие связанного nn-состояния (ди-нейтрона). Эксперим. поиски такого состояния 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 резонансы 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. 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 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 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(G²_V + 3G²_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(if). 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 np⁰, 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 поляризацией по направлению распространения и против него, к-рая в случае ядра ¹³⁹La 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 10³² лет.

Др. возможный тип взаимодействия с D В = 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 > 10⁷ с. В готовящихся экспериментах можно ожидать увеличения чувствительности до уровня t _осц ~ 10⁹ 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 (~10³²) 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)^.10⁷ 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 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 ⁴He. Соотношение водорода и ⁴He 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.

В. M. Лобашов.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.