свойства нейтронов. Лекция-1-2021-Свойства-нейтрона. Лекция Физические свойства нейтрона Введение
 Скачать 1.59 Mb.
|
1 НЕЙТРОННАЯ ФИЗИКА УПРАВЛЯЕМОГО ТЕРМОЯДЕРНОГО СИНТЕЗА (УТС). Жиркин Алексей Владимирович Национальный исследовательский университет «МЭИ» Институт тепловой и атомной энергетики (ИТАЭ) Кафедра общей физики и ядерного синтеза Национальный исследовательский центр Курчатовский институт», Отдел термоядерных реакторов, Лаборатория реакторных проблем Лекция 1. Физические свойства нейтрона Введение 17 февраля 1932 года Джеймс Чэдвик направил в печать свою статью "Возможное существование нейтрона" (Possible Existence of a Neutron. James Chadwick, Nature (Feb. 27, 1932) v. 129, p. 312). С открытием нейтрона наступила новая эра в истории – эра освоения и использования ядерной энергии. В 1939 г. Ган и Штрассман открыли деление ядер урана под действием нейтронов, что явилось прямым следствием открытия нейтрона. Управляемые цепные реакции деления легли в основу ядерной энергетики. Ядерную энергию удалось впервые освободить в 1942 году, когда Ферми построил первый атомный реактор. 16 июля 1945 г. в США был проведен первый испытательный взрыв ядерной бомбы. В 1954 г. в СССР была построена и введена в эксплуатацию первая атомная электростанция. С этого момента человек перестал зависеть от энергии Солнца, поскольку все прежние виды энергии были так или иначе связаны с 2 использованием накопленной солнечной энергии. Уголь и нефть возникли благодаря органической жизни, которая сама появилась при непосредственном участии Солнца. Ветры, бури, циклоны, движение рек возникает также в результате действия энергии солнечных лучей. Нейтроны наряду с протонами являются теми "элементарными" частицами, из которых построены атомные ядра обычного вещества. Они также играют важную роль в процессах звездного нуклеосинтеза, который определяет происхождение элементов во Вселенной ив частности, на Земле. Нейтронная физика играет ключевую роль в осуществлении и внедрении в промышленность управляемой цепной реакции вынужденного деления тяжёлых ядер и управляемой реакции ядерного синтеза. 1. Характеристики нейтрона и атомных ядер. Нейтрон Масс покоя m n = 1,008665 а.е.м., Спин s = /2 , Магнитный момент n = –1,9130 Б Знак «–» означает, что направления спина и магнитного момента у нейтрона взаимно противоположны. Электрический заряд равен нулю. Электрический дипольный момент отсутствует. В свободном состоянии нейтрон нестабилен и распадается на протон, электрон и электронное антинейтрино e e p n (1.1) Среднее время жизни свободного нейтрона 12 мин. Взаимодействие нейтрона с ядром определяется приведенной де-Бройлевской длиной волны. Для нерелятивистского нейтрона ] [ 10 455 , 0 см, (1.2) n E – кинетическая энергия нейтрона в электронвольтах; v – скорость нейтрона n n m E v 2 1 а.е.м.=1,660566 10 –24 г =931,50116 МэВ – атомная единица массы, равная 1/12 массы изотопа углерода С Б МэВ/Гаусс – ядерный магнетон Бора =0,65852 10 –21 МэВ с – постоянная Планка, c=299 792 458 мс скорость света в вакууме. В отечественной и зарубежной литературе по нейтронной физике в дополнение к СИ используются внесистемные единицы измерения физических величин эВ г см и др. 3 1.2. Протон Масса покоя m p = 1,007247 а.е.м., Разность масс нейтрона и протона m n − m p = 1, 2933318 0, 0000005 МэВ, в атомных единицах = 0, 0013884489 0, 0000000006 а.е.м. Cпин s = /2, Магнитный момент n = 2,7928 Б Электрический заряд протона положительный, численно равен заряду электрона. В свободном состоянии протон стабилен. 1.3. Атомное ядро Экспериментально установлено, что атомное ядро – система связанных протонов и нейтронов. Самое легкое ядро состоит из одного протона – это ядро атома водорода. Наиболее тяжелое ядро (из существующих в земной коре) – ядро 238 U, содержащее 92 протона и 146 нейтронов. Все атомные ядра можно условно разделить на стабильные и радиоактивные. Стабильные ядра остаются неизменными неограниченно долго, радиоактивные испытывают самопроизвольные превращения. Основные характеристики стабильного ядра число протонов Z (определяющее электрический заряд ядра число нейтронов N; масса М спин I; четность волновой функции Р магнитный момент , квадрупольный электрический момент Q; изотопический спин Т. Полное число нуклонов (те. нейтронов и протонов) называется массовым числом и обозначается А = N + Z. Радиоактивные ядра характеризуются типом радиоактивного превращения ( - или - распад, спонтанное деление и др, периодом полураспада Т, энергией испускаемых частиц. Число протонов Z совпадает с атомным номером элемента в Периодической системе элементов Д.И. Менделеева и определяет число электронов, которые могут присоединиться к ядру, образуя нуклид – вид атома сданным числом протонов и нейтронов и определенным ядерным энергетическим состоянием. У элемента может быть один или несколько изотопов. Изотопы – это нуклиды с одинаковым числом протонов Z и разным числом нейтронов (A – Z). 1.4. Энергия связи ядра Массы ядер всегда меньше суммы масс составляющих их нуклонов А) < Z . m p +N . m n . Энергия, которую необходимо затратить, чтобы разделить ядро А на составляющие его нуклоны, называется энергией связи ядра. Ее можно определить следующим образом Е св = [Z . m p + (A–Z) . m n – М (1.2) Энергия связи ядра, отнесенная к массовому числу А св, (1.3) 4 называется средней энергией связи нуклона в ядре и является мерой устойчивости атомного ядра. Зависимость средней энергии связи нуклона в ядре от массового числа А для наиболее устойчивых ядер приведена на рис. 1.1. Рис. 1.1. Зависимость средней энергии связи нуклона в ядре от массового числа Наличие максимума в зависимости =f(A) (см. рис. 1.1) обусловливает принципиальную возможность получения ядерной энергии в двух противоположных процессах при делении тяжелого ядра на два более легких ив процессе синтеза из двух легких ядер одного более тяжелого. Это объясняется тем, что входе реакций деления и синтеза нуклоны из ядра с меньшей средней энергией связи переносятся в ядра с большей средней энергией связи. 1.5. Радиус ядра Нуклоны в ядре сильно связаны между собой, а плотность ядерной материи практически не зависит от числа нуклонов в ядре. Поэтому радиус ядра пропорционален корню кубическому из массового числам) Коэффициент пропорциональности в этом выражении определен экспериментально. Ядра счетным числом нейтронов и четным числом протонов (четно-четные ядра) – наиболее сильно связаны и наиболее распространены в природе (для этих ядер значения Е св / МА) больше, чем аналогичные значения для соседних нечетных ядер. Спины основных состояний этих ядер I = 0, что является следствием принципа Паули. Если Z и (или) N нечетно, то Для большинства четно-нечетных ядер I – полуцелое 1/2 или 3/2, реже 5/2, но есть ядра и с большими значениями спинов. У нечетно-нечетных ядер значения спинов целочисленные. 1.6. Возбужденные состояния атомных ядер Атомные ядра определенного сорта (тес фиксированными Аи) могут находиться не только в основном состоянии (в котором стабильные ядра существуют неограниченно долго, а 5 нестабильные – пока не испытают распад, но также и во множестве возбужденных состояний. Основными характеристиками возбужденных состояний являются энергия возбуждения Е , спин I k , четность P. Для возбуждения ядру должны быть переданы энергия возбуждения момент количества движения, достаточный для перехода из основного состояния со спином I 0 в возбужденное состояние со спином I k . При этом четность не изменяется (Р = Р, или изменяется Р = Р. Возможны разные способы получения ядер в возбужденных состояниях. Один из способов – электромагнитное возбуждение, когда необходимые энергия и момент количества движения передаются при поглощении ядром гамма-кванта. Как правило, импульс, передаваемый гамма- квантом ядру, пренебрежимо мал, поэтому кинетической энергией ядра, поглотившего гамма- квант, можно пренебречь, ив этом приближении энергия возбуждения равна энергии поглощенного гамма-кванта. При поглощении гамма-кванта ядру обязательно передается так называемый орбитальный момент l, где l = 1, или 2, или 3 (в единицах ). При этом четность изменяется с Р на 0 ) 1 ( P l (в наиболее вероятных переходах. Передача высоких орбитальных моментов маловероятна. Спектр возбужденных состояний атомных ядер дискретен (рис. 1.2). Энергия возбуждения первого состояния (го уровня) составляет для четно-четных легких ядер – несколько МэВ ( 6 МэВ для О для четно-четных ядер со средним массовым числом 1 МэВ (0,847 МэВ для 56 Fe); для четно-четных тяжелых ядер – десятки килоэлектронвольт (44,9 кэВ для 238 U). По мере увеличения энергии возбуждения плотность энергетических уровней ядра возрастает (рис. 1.2). На рис. 1.2 приводятся следующие обозначения В – энергия отделения нейтрона B p – энергия отделения протона B – энергия отделения альфа-частицы. Для 238 U B < 0, что указывает на нестабильность этого ядра относительно альфа-распада. Время жизни ядра в возбужденном состоянии определяется вероятностью перехода в основное состояние. Если переход по определенным причинам затруднен, то ядро может существовать в возбужденном состоянии длительное время. Такие долгоживущие состояния называются метастабильными. Например, период полураспада метастабильного 93 Nb равен 13,6 лет. Распад может быть затруднен, если все более низкорасположенные состояния сильно отличаются по моменту количества движения (и тогда для перехода в любое из этих состояний требуется испускание гамма-кванта или электронов конверсии с большим значением момента. 6 Рис. 1.2. Схемы энергетических уровней возбужденных состояний некоторых ядер В соответствии с соотношением неопределенности Гейзенберга среднее время жизни ядра в возбужденном состоянии связано с неопределенностью энергии состояния с эВ 10 66 , 0 15 , (1.5) где – среднее время жизни ядра в возбужденном состоянии Г – неопределенность энергии состояния (ширина энергетического уровня. Энергия связи нейтрона в ядре В = [m n + M(A–1, Z) – МА, с) Переход ядра из возбужденного состояния в основное может сопровождаться не только путем испускания гамма-кванта, но и путем испускания нейтрона. В последнем случае образуется более легкий изотоп, чем первоначально возбужденный изотоп. Состояния с энергией возбуждения, большей энергии связи протона в ядре (или энергии отделения) В р = р + M(A–1, Z–1) – МА, смогут переходить по каналу с испусканием протона. Состояния с энергией возбуждения, большей энергии связи альфа-частицы в ядре B = [m + M(A–4, Z–2) – МА, смогут переходить по каналу с испусканием альфа-частицы (m – масса ядра He 4 2 , те. альфа- частицы. Возбужденные состояния тяжелых ядер неустойчивы к делению таких ядер (при определенных условиях. 2. Открытие и исследование свойств нейтрона 7 2.1. История открытия нейтрона 1919 г. Опыты Резерфорда по расщеплению легких ядер частицами. Облучение азота 14 N частицами 14 N (α, p) реакция. Единственная известная в то время ядерная реакция. До 1931 года ускорителей, пригодных для ускорения частиц до энергий, достаточных для расщепления ядер, не существовало 1 Получены протоны с большой длиной пробега. 1921-1924 г. Установлено, что при бомбардировке частицами большинство легких элементов вплоть до калия, за исключением углерода и кислорода, испускают протоны. Заряд ядра Z должен быть не очень велик, чтобы частица с энергией в несколько МэВ могла преодолеть кулоновское отталкивание. В этих реакциях постоянно возникает элемент, следующий по порядку в периодической системе. Это вписывалось в рамки представления о веществе, как о состоящем из протонов и электронов. 1930 г. Опыты Вальтера Боте и Ганса Беккера. Бомбардировка ядер бериллия частицами. Вместо протонов возникает проникающее излучение (бериллиевые лучи. Излучение очень слабо поглощалось свинцом и воздействовало на счетчик Гейгера– Мюллера. Оно имело проникающую способность, такую же, как очень жесткие гамма-лучи. Сделан вывод, что за жесткое излучение. Рис. 2.1. При бомбардировке ядер бериллия частицами от радиоактивного полония возникает проникающее излучение — бериллиевые лучи Первый такой ускоритель был запущен в 1931 г. Лоуренсом (Нобелевская премия по физике 1939 г) в Калифорнийском университете (Беркли, США. В 1932 г. Опыты Ирен Кюрии Фредерика Жолио. Обнаружено, что бериллиевые лучи обладают свойством выбивать быстрые протоны из водородсодержащих веществ, например, из парафина. Объясняли это тем, что "электромагнитное излучение очень высокой частоты способно освобождать в водородсодержащих веществах протоны и придавать им высокие скорости" (рис. 2.2). Образование протонов было доказано путем наблюдения их треков в ионизационной камере Вильсона. Пробег выбитых из парафина протонов в воздухе достигал 26 см, что 8 соответствует энергии в 4,3 МэВ. Если считать бериллиевые лучи квантами, то можно оценить энергию, которую они должны иметь, чтобы сообщить протонам (из водорода) такую энергию. Рис. 2.2. Бериллиевые лучи обладают удивительным свойством выбивать быстрые протоны. Может быть, это кванты очень большой энергии 1932 г. Опыты Джеймса Чэдвика. Чэдвик учел результаты Жолио-Кюри и модифицировал опыты Боте и Бекера. Бериллиевое излучение получалось при рассеянии частиц на бериллиевой пластинке (рис. 2.3). На пути излучения помещался парафиновый блок. Было обнаружено, что излучение выбивает из парафина протоны. Выбиваемые из парафина и летящие вперед протоны имели энергию около 5,3 МэВ. Чедвик сразу отбросил возможность объяснения выбивания протонов эффектом Комптона, так как в этом случае приходилось предполагать, что рассеиваемые на протонах фотоны имеют огромную по тем временам энергию около 50 МэВ (в то время небыли известны источники таких высокоэнергичных фотонов. Уже тогда можно было сделать вывод, что ядро не может иметь возбужденных уровней с такой энергией, и, следовательно, в таком предположении нарушается энергетический баланс. Поэтому он сделал вывод, что наблюдавшееся взаимодействие происходит по схеме n C Be He 1 0 12 6 9 4 4 В 1932 гон направил в печать свою статью "Возможное существование нейтрона" (Possible Existence of a Neutron. James Chadwick, Nature (Feb. 27, 1932) v. 129, p. 312), в которой он писал Все трудности исчезают, если предположить, что излучение состоит из частиц с массой 1 и зарядом 0, то есть из нейтронов. Можно предположить, что в результате захвата частицы ядром 9 Be образуется ядро 12 C и испускается нейтрон. Также было установлено, что число протонов отдачи в несколько тысяч раз больше числа, которое получается из хорошо подтвержденной на опыте формулы Клейна–Нишины, определяющей вероятность Комптон-эффекта. Чэдвик также установил, что, кроме протонов, бериллиевые лучи способны выбивать и другие легкие ядра Li, Be, B, C, N. 9 Рис. 2.3. Схема опыта Чэдвика 2.3. Масса нейтрона При лобовом столкновении частиц угол рассеяния θ = При лобовых соударениях нейтронов с массой m с ядром массы M законы сохранения энергии и импульса имеют вид 2 2 2 2 2 2 V M v m v m (2.7) V M v m v m (2.8) где v, v’ — скорости нейтрона дои после столкновения, соответственно, V — скорость ядра отдачи. Исключая v’, получим v m M m V 2 (2.9) Для определения массы нейтрона нужно измерить максимальную энергию отдачи двух различных ядер, 2 2 1 1 1 V M E , 2 2 2 2 2 V M E , и знать их массы M 1 , M 2 : m M m M V V 1 2 2 1 (2.10) Подставляя сюда полученные из опыта скорости ядер отдачи водорода и азота (3, 3 ・ 10 9 и 4, 7 ・ 10 8 см/с, соответственно, Чэдвик получил m = 1, 15 а.е.м. с точностью 10%. Если теперь найти эту массу подругой паре ядер, то получится тот же самый результат. Первое определение массы нейтрона по ядрам отдачи, сделанное Чэдвиком, оказалось довольно неточным. В своей работе Чэдвик предложил другой способ измерения массы нейтрона, основанный на балансе энергий и масс объектов, участвующих в реакции, в которой образуется нейтрон. Впоследствии все работы по уточнению массы нейтрона были основаны именно на этом принципе. 10 Наиболее точным методом определения массы нейтрона по разности масс нейтрона и атома водорода является метод, основанный на измерении энергии связи дейтрона и разности масс дейтрона и молекул водорода. В этом случае получается, что масса нейтрона кг) МэВ Масса протона m= кг) МэВ Масса нейтрона превосходит массу протона на 1, 294 МэВ, то есть больше чем на 2,5 массы электрона. 2.4. Заряд нейтрона 1932 г. Опыт Ди по прохождению нейтронов в камере Вильсона Ди установил, что нейтрон создает не более одной пары ионов на пути в 3 м, что соответствует заряду по крайней мере враз меньшему, чему протона. Предположили, что заряд нейтрона e n равен нулю. 1955 г. Опыты Шапиро и Эстулина по прямым измерениям заряда нейтрона по отклонению пучка тепловых нейтронов в электростатическом поле Оказалось, что заряд нейтрона q‹6·10¯¹² e (e – заряд электрона. Повторение таких измерений в лучших условиях коллимации пучка путем отражения от зеркал дало результат : q=(–1,9±3,7)·10¯¹⁸ e, те. заряду нейтрона не обнаружен. В 1989 г была достигнута следующая точность прямого измерения заряда нейтрона e n = (−0, 4 1, 1) × 10 – 21 e, которая до сих пор еще не превзойдена. Значение определения заряда нейтрона Открытие нейтральной частицы явилось событием первостепенной важности, поскольку разрушало представление о том, что заряд является неотъемлемым свойством вещества (протон, электрон. Резерфордом еще в 1920 году была выдвинута гипотеза существования нейтрона как очень сильно связанного состояния электрона и протона, однако после открытия нейтрона она была поставлена под сомнение, поскольку масса нейтрона оказалась больше суммы масс протона и электрона. Вместо модели Томпсона была предложена протонно-нейтронная модель ядра (Иваненко, Чэдвик и, несколько позднее, Гейзенберг, в которой ядро рассматривалось состоящим из протонов и нейтронов. Гейзенберг, рассматривая протон и нейтрон как два квантовых состояния одной частицы нуклона, ввел новое квантовое число изоспин, и это понятие явилось одним из основополагающих и наиболее плодотворных в современной физике частиц. Был поставлен вопрос о природе ядерных сил, обеспечивающих устойчивость атомного ядра при кулоновском отталкивании протонов. В 1934 г Хидеки Юкава предсказал существование новой элементарной частицы — π- мезона с массой, промежуточной между массами электрона и нуклона, чтобы объяснить происхождение ядерных сил между нуклонами, которые удерживают ядро от развала. Обмен нуклонов мезонами и приводит к гораздо более сильному притяжению между нуклонами, чем электрическое отталкивание между протонами. В настоящее время интерес к наличию электрического заряда у нейтрона связан с такими фундаментальными проблемами физики, как, например, существование замкнутых суперструн — протяженных бесструктурных 10- или мерных объектов. Из них может быть построен окружающий мир, в котором известные нам "элементарные" частицы в принципе перестают быть элементарными и точечными. 11 2.5. Спин. Наличие спина у нейтрона следует прежде всего из анализа спинов атомных ядер, состоящих из протонов и нейтронов. Значение спина нейтрона, равное половине, вытекает из следующих данных Из анализа спинов ядер. Из соотношения магнитных моментов протона, дейтрона и нейтрона. Из закона рассеяния нейтронов свободным водородом. Из закона рассеяния очень медленных нейтронов молекулярным водородом. 2.6. Магнитный момент. 1933 г. Опыты Штерна-Герлаха по измерению магнитных моментов молекул за счет отклонения молекулярного пучка в неоднородном магнитном поле. Были измерены магнитные моменты протона и дейтона. Оказалось, что они существенно различны. Была высказана мысль, что магнитный момент дейтона должен быть равен сумме магнитных моментов составляющих его протона и нейтрона. Магнитный момент нейтрона n должен быть отрицателен по знаку и равен по величине ядерных магнетона 2 Однако вначале х годов трудно было ожидать, что нейтральная частица может обладать магнитным моментом (или вообще какими-либо электрическими свойствами, тем более если она элементарна, те. бесструктурна). Потребовалось прямое доказательство существования магнитного момента нейтрона путем его непосредственного измерения. Оно было получено в 1940 г. в опытах Альвареца и Блоха, которые получили величину n = (–1, 935 0, 030) N ). Опыт Альвареца и Блоха Измерения выполнялись методом магнитного резонанса. В этом методе нейтроны пропускаются последовательно через два намагниченных до насыщения ферромагнетика. Сущность метода состояла в следующем. Основным процессом взаимодействия нейтронов при прохождении их через вещество (с небольшим сечением поглощения) является ядерное рассеяние. Вследствие рассеяния количество нейтронов N в пучке убывает с толщиной по экспоненциальному закону ) exp( 0 n N N , где 0 N – первоначальное число нейтронов в пучке, n – концентрация ядер вещества, – сечение рассеяния. При наличии у нейтрона магнитного момента должен наблюдается дополнительный к ядерному рассеянию эффект взаимодействия этого магнитного момента сориентированными магнитными диполями ферромагнетика. Взаимодействие магнитных диполей зависит от их взаимной ориентации (параллельные диполи отталкиваются, антипараллельные притягиваются. Поэтому знак дополнительного эффекта будет различным для нейтронов с различной ориентацией спина (и, следовательно, магнитного момента) относительно направления намагничивания ферромагнетика или 12 Для нейтронов с одним направлением спинов ( ) магнитное взаимодействие приведет к увеличению сечения рассеяния 0 , с другим ( ) – к его уменьшению 0 . В связи с дальнодействием электромагнитных сил этот эффект будет значительным (При прохождении нейтронов через первый ферромагнетик должно происходить обогащение пучка нейтронами с определенной ориентацией спина и магнитного момента. Этот ферромагнетик ведет себя по отношению к нейтронам как поляризатор, пропускающий преимущественно нейтроны с определенным направлением магнитного момента. Если частично поляризованный пучок нейтронов пропустить через второй ферромагнетик, то количество нейтронов после рассеяния в этом ферромагнетике будет существенно зависеть от ориентации его вектора намагничивания по отношению к вектору намагничивания поляризатора. Таким образом второй ферромагнетик ведет себя подобно анализатору он пропускает различное число нейтронов при различных ориентациях своего вектора намагничивания. Схема установки представлена на рис. 2.4. Рис. 2.4. Схема установки Альвареца и Блоха Быстрые нейтроны от циклотрона после замедления в замедлителе 3 проходили через кадмиевый коллиматор Cd в ферромагнитный поляризатор П, где происходила частичная поляризация пучка. Поляризацию можно обнаружить по изменению числа зарегистрированных нейтронов в детекторе Д при изменении ориентации ферромагнитного анализатора А. В промежутке между поляризатором и анализатором нейтроны попадали в постоянное поперечное магнитное поле, Н Тл, создаваемое электромагнитом Ми продольное ВЧ-поле, создаваемое соленоидом С. Энергия взаимодействия частицы с магнитным моментом , отличным от нуля, и спином I зависит от проекции спина I z I I H U z . Для изменения проекции спина на 1 z I частице нужно сообщить энергию Эта энергия заимствуется от электромагнитного ВЧ-поля соленоида. При совпадении частоты поля с величиной h U h U U рез рез 2 2 , где h – постоянная планка, должна наблюдаться переориентация вектора I. 13 Зная частоту рез, при которой происходит переориентация магнитных диполей можно вычислить гиромагнитное отношение отношение I ) из формулы H I H N рез рез 2 , где N – ядерный магнетон. Для спина нейтрона 2 1 I частота генератора и значение постоянного магнитного поля Н должны удовлетворять условию N H , Которое можно обеспечить изменяя либо , либо Н ток в электромагните. При выполнении этого условия детектор должен регистрировать минимальное количество нейтронов (см. риса) С помощью данной установки можно определить также и знак Для этого надо заменить магнит Ми ВЧ-соленоид другим соленоидом, создающим слабое постоянное продольное магнитное поле 3 10 H Тл. Под действием этого поля возникает медленная прецессия магнитных диполей нейтронов, которая приводит к повороту направления поляризации на длине соленоида на небольшой угол (см. рис. б. Выбрав такое значение Н, чтобы угол поворота был меньше , можно поворотом анализатора установить направление прецессии и, следовательно, знак Опыт дал для отрицательное значение. Таким образом, магнитный момент нейтрона ориентирован против спина. Значение магнитного момента, полученное этим способом, оказалось равным N ) 020 , 0 Позднее это значение было уточнено в других экспериментах. Рис. 2.5. Регистрируемые данные (а, определение направления поворота вектора поляризации (б) 14 Отрицательный знак магнитного момента свидетельствует о том, что положительный заряд связан с большей массой, отрицательный – с меньшей. В этом отношении структура нейтрона должна напоминать структуру атомов, у которых положительный заряд также связан с большей ядерной массой, а отрицательный заряд с малой электронной. В настоящее время можно утверждать, что и протоны, и нейтроны (в том числе и π- мезоны) состоят из точечных (с размерами < 10 –16 см) частиц. Их структура, если она и есть, в настоящее время недоступна экспериментальному наблюдению. Эти частицы можно отождествить с двумя типами кварков, u и d (up и down), с дробными зарядами e u = 2/3 e, e d = − 1/3 e и спинами 1/2. В силу бесструктурности будем считать, что они обладают магнитными моментами пропорциональными зарядам. Кварковый состав нуклонов можно изобразить следующим образом Простая гипотеза о кварковом составе нуклонов привели к результату, прекрасно согласующемуся с экспериментальными данными. Из этого видно, как электромагнитные свойства нейтрона могут быть связаны с гораздо более глубоким строением элементарных частиц. 2.7. Распад и время жизни нейтрона 1934 г. Опыты Чэдвика и Гольдхабера по уточнению массы нейтроны методом фоторасщеплению дейтона (ядра атома дейтерия, состоящего из протона и нейтрона Обнаружено, что избыток массы у нейтрона по сравнению с протоном настолько велик, что энергетически возможно превращение нейтрона в протон и электрон путем β- распада. Было высказано предположение о радиоактивности нейтрона, которая была открыта лишь спустя 13 лет. Сложности измерений периода полураспада нейтрона Теоретические оценки показали, что период полураспада нейтрона должен быть порядка получаса. Такой период слишком велик по сравнению со средним временем жизни нейтронов в веществе. Проходя через вещество, нейтроны довольно быстро захватываются ядрами и благодаря этому в свободном виде существуют в течение времени порядка миллисекунд или даже микросекунд. При прохождении через вещество большинство нейтронов должно захватываться ядрами и лишь один нейтрон на миллион успеет распасться до захвата. Поэтому наблюдать распад нейтронов при прохождении их через вещество весьма трудно. Однако его можно наблюдать в вакууме, где отсутствует захват, мешающий наблюдению распада. Для наблюдения распада нейтронов в вакууме необходимо пользоваться весьма интенсивными пучками медленных нейтронов. Но и при наличии таких пучков наблюдение распада оказывается довольно трудным. 1950 г. Эксперименты Робсона – первые определения периода полураспада нейтрона. Получено значение Тмин. В 1967 г. Эксперименты Христенсена. Измерения периода полураспада нейтрона дали значение Т = 650 ± 10 (сек. 15 По современным представлениям распад нейтрона на протон, электрон и антинейтрино обусловлен слабым взаимодействием. Измерения времени жизни нейтрона позволяют определить величину константы слабого взаимодействия и являются важными для подтверждения (или опровержения) Стандартной модели электрослабых взаимодействий. 2.8. Электрический дипольный момент нейтрона (ЭДМ) В настоящее время наиболее точным методом измерения ЭДМ нейтронов является метод УХН – магниторезонансный метод с использованием ультрахолодных нейтронов, которые можно накапливать и хранить в полости. Метод УХН развивает группа ученых Петербургского института ядерной физики (ПИЯФ, Гатчина, Россия) ив Институте Лауэ–Ланжевена (ИЛЛ, Гренобль, Франция) широкой международной коллаборацией, лидерами которой являются ученые из Резерфордовской лаборатории и университета Сассекса (Великобритания. Результаты измерений, полученные в этих группах кг. для электрического дипольного момента D, следующие D = (0 0, 4) ・ 10 –25 е・см (ПИЯФ); D = (−0, 3 0, 5) ・ 10 –25 е・см (ИЛЛ где е – заряд электрона. Таким образом, можно считать, что ЭДМ нейтрона равен 0. Однако эксперименты, по уточнению полученных результатов, не прекращаются.Поиск электрического дипольного момента нейтрона является одной из самых важных задач современной физики. Проблема существования ЭДМ нейтрона тесно связана с фундаментальными проблемами нарушения законов симметрии нашего Мира относительно операцииобращения времени (Та также СР- симметрии (инвариантности относительно зеркального отражения с одновременной заменой частиц на античастицы. Природа нарушения СР-инвариантности, обнаруженной в 1964 г. в распадах нейтральных К-мезонов, остается загадкойв течение уже 40 лет. И до недавнего времени это был единственный известный случай СР-нарушения (и также нарушения симметрии относительно обращения времени (Т. Летом 2004 г. две большие международные коллаборации, Belle и BaBar, работающие в Японии и США, сообщили о наблюдении СР- нарушения в распадах нейтральных В-мезонов, содержащих тяжелые кварки. Косвенным свидетельством СР-нарушения является также барионная асимметрия Вселенной. Различные теории нарушения СР приводят к очень широкому спектру предсказываемых значений для ЭДМ нейтрона. Поэтому получение новых экспериментальных ограничений на эту величину приводит к исключению ряда теорий и позволяет получать новую информацию о механизме СР-нарушения и, тем самым, о свойствах взаимодействий элементарных частиц. Наличие ЭДМ означает, что центры распределений отрицательного и положительного зарядов в нейтроне не совпадают. Если нейтрон представить в виде шара размером порядка комптоновской длины волны мезона (размер пионного облака, те. R ≈ 10 –13 см, то вышеприведенные ограничения на ЭДМ будут соответствовать тому, что центры заряженных сфер 16 такого радиуса (с зарядами e) сдвинуты на величину d, меньшую чем 10 – 25 см, что составляет d/R ≈ 6, 3 ・10 –13 (см. рис. 2.6). Заметим, что такая доля от радиуса Земли есть ≈ 4 мкм. Рис. 2.6. Смещение центров зарядовых распределений разного знака, соответствующее электрическому дипольному моменту СР-нарушение непосредственно связано с электрическим дипольным моментом нейтрона В физике элементарных частиц доказана общая СРТ теорема об инвариантности взаимодействий элементарных частиц относительно трех совместных преобразований С, Р и Т. Требование выполнения СРТ-теоремы означает, что СР-нарушение должно сопровождаться Т- нарушением, чтобы сохранить инвариантность взаимодействий относительно СРТ- преобразования. Поэтому СР-нарушение является, по существу, нарушением по отношению к обращению времени. Это означает, что законы взаимодействия элементарных частиц изменяются при обращении времени. Если мы представим, что процесс взаимодействия элементарных частиц был записан на видео, то при обращении t на –t, условно говоря, при обратном просмотре, мы не увидим воспроизведения старых событий. Стрела времени (выделенность направления) существует уже в актах взаимодействия элементарных частиц. Электрический дипольный момент нейтрона – если он отличен от нуля – является однозначным сигналом Т-нарушения. При обращении времени электрический дипольный момент не изменяется, т. к. это статическое распределение зарядов, а магнитный момент и спин изменяют направления, т. к. это динамические характеристики. После такой операции мы имеем частицу, не тождественную самой себе, которая будет взаимодействовать иначе с электромагнитными полями – до обращения времени электрический дипольный и магнитный моменты были параллельны, после обращения стали антипараллельны. Так как существует нарушение СР или Т, то электрический дипольный момент, отличный от нуля, должен существовать, и это столь же справедливо, как существование Вселенной. В этом можно видеть единство картины Мира – отражение большого в малом. Здесь мы видим яркий пример того, как с помощью прецизионных измерений можно изучать самые глубинные вопросы мироздания. 2.9. Поляризуемость нейтрона Если к нейтрону приложить электрическое поле E, то он слегка деформируется, поскольку к положительному и отрицательному составляющим его зарядам будут приложены противоположные силы. Возникнет наведенный электрический дипольный момент d α , причем его величина будет пропорциональна величине приложенного поля E d n 17 Здесь n — электрическая поляризуемость нейтрона. Она характеризует "жесткость" нейтрона, те. его внутреннюю структуру. Ее удалось измерить только в 1991 году (группа Шмидмайера в Австрии. Оказалось n = (1, 20 0, 20) ・ 10 –3 Фм 3 , здесь использована единица длины ферми (1 Фм = 10 –13 см, которая имеет порядок размера нуклона. Такая поляризуемость соответствует возникновению наведенного ЭДМ d α ≈ 10 –27 е・см, если к нейтрону приложить поле ≈ 10 8 В/см, которое соответствует по порядку величины межатомным полям в веществе и приблизительно враз превосходит поля, достижимые в лаборатории. Даже такая величина поля совершенно недостаточна, чтобы привести к какому-либо наблюдаемому эффекту. Гораздо более сильные электрические поля имеются вблизи поверхности атомного ядра, например, вблизи ядер свинца они могут достигать величин ≈ 10 21 В/см. Именно эти поля и удалось использовать для измерения электрической поляризуемости нейтрона при рассеянии нейтронов на атомах свинца. 2.10. О природе ядерных сил Протонно-нейтронная модель ядра ставит вопрос как и чем удерживаются нуклоны в ядре, несмотря на сильное кулоновское расталкивание протонов Это должно быть взаимодействие более сильное, чем кулоновское, и, кроме того, гораздо более короткодействующее В 1934 г. японский физик-теоретик Хидеки Юкава предположил, что таким может быть взаимодействие, обусловленное обменом некоторой массивной частицей, и получил вид потенциала взаимодействия. Эта гипотеза блестяще подтвердилась через некоторое время, в 1947 г, такие частицы (мезоны) были обнаружены (сначала в качестве кандидата в "переносчики" ядерного взаимодействия рассматривался открытый в 1937 г. в космических лучах мюон. Юкава предположил, что основная идея квантовой электродинамики – передача взаимодействия при помощи квантов может быть перенесена на другие виды взаимодействия, в частности, на ядерное взаимодействие. Кулоновское взаимодействие возникает в результате обмена заряженных частиц безмассовыми фотонами. Обменное ядерное взаимодействие. Схему рассуждений Юкавы можно пояснить следующим образом. Согласно квантовой механике существует соотношение неопределенностей t ΔE , указывающее, на какую величину ΔE может изменяться энергия изолированной системы за время t (нарушение закона сохранения энергии на короткое время t ). При этом если время мало, то ΔE может быть очень большим. Положив 2 mc ΔE , можно допустить, что за счет энергии t ΔE на короткое время t в непосредственной близости от нуклона образуется виртуальный мезон с массой Δt c c ΔE m 2 В отличие от реальных частиц, которые могут свободно перемещаться в пространстве и времени, виртуальная частица существует только в течение короткого времени t , за которое она может 18 отойти от нуклона на расстояние а, не превышающее t c a . По истечении времени виртуальная частица снова захватывается нуклоном. Таким образом, нуклон следует представлять себе как бы окруженным облаком непрерывно возникающих и поглощающихся виртуальных мезонов. Радиус этого мезонного облака (мезонной шубы) равен Виртуальный мезон может поглощаться не только собственным, но и каким-либо другим нуклоном, если он окажется в пределах мезонного облака. В передаче виртуального мезона от одного нуклона к другому и заключается механизм обменного ядерного взаимодействия. Количественные оценки для времени ядерного взаимодействия и массы виртуального мезона m легко получаются, если приравнять величину а радиусу действия ядерных сил. Считая, что он равен 2 10 –13 см (сейчас более правильно считать его равным 1,4 10 –13 см, Юкава получил e m m Δt ΔE c a Δt 200 MeV; 100 c; 10 7 , 0 Так был предсказан ядерный квант – мезон Юкавы. Обнаружить мезоны Юкавы, если они существуют, можно лишь в том случае, когда они рождаются не виртуально, а в свободном состоянии, тес удалением от места образования на расстояния, превышающие радиус действия ядерных сил. Такой процесс возможен только при условии выполнения закона сохранения энергии. Поэтому для образования мезонов нужна большая кинетическая энергия сталкивающихся нуклонов, часть которой мажет перейти в энергию покоя рождающихся мезонов. Мезонный заряд нуклонов g π , вводимый по аналогии с электрическим зарядом, характеризует амплитуду рождения мезона нуклоном, те. в некотором смысле, плотность мезонного облака вокруг нуклона (и, соответственно, силу взаимодействия между нуклонами) также, как заряд частицы характеризует амплитуду излучения виртуальных фотонов этой частицей (величину электрического поля. Обезразмеренная константа c g 2 , характеризующая ядерное взаимодействие, имеет величину порядка единицы, поэтому оно называется сильным взаимодействием. С большой величиной константы связаны трудности в количественном описании сильного взаимодействия в рамках мезонной теории. В частности, оказывается неприменимой теория возмущений, которая привела к замечательным результатам в квантовой электродинамике. В настоящее время большие успехи достигнуты в совершенно ином подходе к проблеме сильных взаимодействий в кварковой модели строения элементарных частиц и квантовой хромодинамике — теории взаимодействия цветных кварков с полем глюонов. В данной теории, в отличие от электродинамики, вместо двух типов электрических зарядов положительного и отрицательного, имеются три новых типа заряда — так называемые цвета кварков, а роль переносчика взаимодействия, вместо нейтрального фотона, играют несколько типов глюонов, которые могут изменять цвет кварка. Число типов связано со всеми возможностями изменения цвета кварка при излучении глюона. Заключение 19 Нейтрон — это уникальная электрически нейтральная частица, участвующая во всех известных взаимодействиях в гравитационном, слабом, электромагнитном и сильном. Такое свойство нейтрона позволяют использовать его, с одной стороны, как объект, который изучается и, с другой стороны, как инструмент, при помощи которого ведутся исследования. В первом случае изучение его фундаментальных свойств дает ключ к пониманию как структуры "элементарных" частиц и механизма их взаимодействий, таки процессов, происходящих в масштабах Вселенной. Во втором случае взаимодействие неполяризованных и поляризованных нейтронов разных энергий с ядрами позволяет их использовать в физике ядра и элементарных частиц от нейтронной оптики до деления ядер нейтронами. И это далеко неполный перечень наиболее актуальных сейчас направлений исследований. Реакторные нейтроны тепловых энергий имеют длины волн, сравнимые с межатомными расстояниями в веществе, что делает их незаменимым инструментом для исследования конденсированных сред. Взаимодействие нейтронов с атомами является сравнительно слабым, что позволяет нейтронам достаточно глубоко проникать в вещество — в этом их существенное преимущество по сравнению с рентгеновскими и лучами, а также пучками заряженных частиц. Из-за наличия массы нейтроны притом же импульсе (следовательно, при той же длине волны) обладают значительно меньшей энергией, чем рентгеновские и лучи, и эта энергия оказывается сравнимой с энергией тепловых колебаний атомов и молекул в веществе. Это дает возможность изучать не только усредненную статическую атомную структуру вещества, но и динамические процессы, в нем происходящие. Наличие магнитного момента у нейтронов дает уникальную возможность использовать их для изучения магнитной структуры и магнитных возбуждений вещества, что очень важно для понимания свойств и природы магнетизма материалов. Рассеяние нейтронов атомами обусловлено, в основном, ядерными силами, следовательно, сечения их когерентного рассеяния рассеяния без изменения длины волны) никак не связаны с атомным номером (в отличие от рентгеновских и лучей. Облучение материалов нейтронами позволяет различать положения атомов легких (водород, кислород и др) элементов, идентификация которых почти невозможна с использованием рентгеновских и лучей. По этой причине нейтроны успешно применяются при изучении биологических объектов, в материаловедении, в медицине и др. областях. Различие в когерентных сечениях рассеяния нейтронов у разных изотопов позволяет не только отличать в материале элементы с близкими атомными номерами, но и исследовать их изотопный состав. Ядерные реакции под действием или с образованием нейтронов играют важную роль в развитии и реализации технологий ядерной энергетики и управляемого ядерного cинтеза, радиационной медицине, материаловедении. Наличие изотопов с отрицательной амплитудой когерентного рассеяния дает уникальную возможность контрастирования исследуемых сред, что также очень часто используют в биологии и медицине. Литература 1. Стогов Ю.В. Основы нейтронной физики Учебное пособие- М МИФИ, 2008. – 204 с. 2. Федоров В.В. Нейтронная физика. Учебное пособие. СПб.: Изд-во ПИЯФ, 2004. – с. 334. 20 3. Мухин КН. Экспериментальная ядерная физика Учеб. Для вузов. В 2 кн. Кн. 1. Физика атомного ядра. Ч. I. Свойства нуклонов, ядер и радиоактивных излучений. – 5-03 изд, перераб. и доп. – М Энергоатомиздат, 1993. – 376 с. |