Наведённая проводимость

Вид материала

Документы

Содержание Эксперименты с нейтрино и новые частицы. Нейтрино и лептокварковые пере­ходы. Г. Т. Зацепин, Ю. С. Копысов, А. Ю. Смирнов. Нейтронная физика. J=/2 и Н. подчиняется Ферми — Дирака статистике Q=0. Прямые измерения Q Взаимодействие нейтронов. Нейтроны во Вселенной и околозем­ном пространстве. Нейтронизация вещества Нейтронная оптика

Подобный материал:

• Электрический ток в газах самостоятельная и несамостоятельная проводимость газов, 128.37kb.
• Полимерные системы в катализе и электрокатализе возможности и перспективы, 16.03kb.
• Ионная проводимость сложных фосфатов со структурой nasicon а 3-2 X Nb X m 2- X (po, 389.98kb.
• 1. Проводимость (проводник, полупроводник, изолятор, ток, напряжение, сопротивление,, 98.07kb.
• Лекция2 проводимость полупроводников виды проводимости, 502.09kb.
• Кристаллические и стеклообразные фазы в системах biF 3 Bi 2 o 3 BaF, 505.44kb.
• Квч терапии у больных стенокардией, 43.39kb.
• 1. Энергетические зоны и свободные носители заряда в твердых телах. Уровень Ферми, 21.7kb.

Взаимодействия нейтрино при высо­ких энергиях. Все нейтринные экспе­рименты, и в первую очередь экспери­менты по НТ, хорошо согласуются с моделью электрослабого вз-ствия Глэшоу — Вайнберга — Салама (1961 — 1968). В соответствии с этой моделью Н. взаимодействуете заряженными W^± [с массой (в энергетич. ед.) m_w~80 ГэВ] и нейтральным Z° (m_z~90 ГэВ) промежуточными векторны­ми бозонами: v_^-+-W⁺, v_v_+Z°, v_ee^-+W⁺ и т. д. Обмен заряж. и нейтр. бозонами между парами фермионов приводит к наблюдаемым про­цессам соотв. с ЗТ и НТ. Для s<_W, где s — квадрат энергии в системе центра инерции, модель воспро­изводит локальный хар-р четырёхфермионных процессов. При ξ_vm²W/2m₀, т. е. при sm_W, со­гласно модели Вайнберга — Салама — Глэшоу, сечение рассеяния Н. на эл-не (а также на кварке) должно прекратить линейный рост с увеличе­нием ξ_v и выйти на константу: _v=G²_Fm²_Wl.

Сечение вз-ствия Н. с нуклоном продолжает быстрый (близкий к ли­нейному) рост до энергий, заметно превышающих m²_W/2m_p [s~(6 —10m_W], а при s, значительно боль­шем 10m_W, оно растёт с увеличением s логарифмически. Такое поведение се­чения обусловлено наличием в нукло­не «моря» виртуальных кварков и антикварков, каждый из к-рых несёт малую долю полного импульса нук­лона (см. Партоны).

Эксперименты с нейтрино и новые частицы. Наряду с процессами (18) наблюдаются, хотя и с заметно мень­шей вероятностью, т. н. многолептонные события, когда в конечном состоя­нии возникают два и более заряж. леп­тона. Такие процессы служат сигна­лом рождения и последующего полулептонного распада новых тяжёлых ч-ц (F-, D-мезонов и т. д.). В экспери­ментах по «сбрасыванию пучка» уже сами Н. (т. н. прямые Н.) явл. сигналом рождения новых короткоживущих ч-ц.

Нейтрино и лептокварковые пере­ходы. В связи с построением объеди­нённых моделей электрослабого и сильного вз-ствнй возникло представ­ление о новом типе вз-ствий, приводя­щем к т. н. лептокварковым перехо­дам. При таком переходе Н., испуская, напр., гипотетич. Y-бозон (m_Y10¹⁴ ГэВ) с электрич. зарядом -¹/₃, может переходить в d-кварк. Такие переходы приводят к распаду протона, напр. рv^~+⁺ , со временами _р:10³¹ лет.

• Ли Ц., В у Ц., Слабые взаимодейст­вия, пер. с англ., М., 19(58; М а р к о в М. А., Нейтрино, М., 1964; Бугаев Э. В., Котов Ю. Д., Розенталь И. Л., Кос­мические мюоны и нейтрино, М., 1970; Ней­трино. Сб. статей, пер. с англ., М., 1970 (Современные проблемы физики); Б и л е н ь к и й С. М.,

II о н т е к о р в о Б. М., Сме­шивание лептонов и осцилляции нейтрино,

«УФН», 1977, т. 123, в. 2; X о з е В. А., Тяжелый лептон ^± в .е⁺е^-— аннигиляции, там же, в. 4;

П e p л М., Открытие новой элементарной частицы — тяжелого -лептона, там же, 1979, т. 129, в. 4; О к у н ь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981; Зельдо­вич Я. Б.,Хлопов М. Ю., Масса ней­трино в физике элементарных частиц и кос­мологии ранней Вселенной, «УФН», 1981, т. 135, в. 1; Д о л г о в А. Д., Зельдо­вич Я. Б., Космология и элементарные частицы, «УФН», 1980, т. 130, в. 4.

Г. Т. Зацепин, Ю. С. Копысов, А. Ю. Смирнов.

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 -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. ~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. Нейтронная физика.

Основные характеристики нейтро­нов. Масса. Наиболее точно опре­делена разность масс Н. и протона: m_n--m_p=1,29344(7) МэВ, измеренная по энергетич. балансу разл. яд. реак­ций. Отсюда (и известной m_p) m_n= 939,5731(27) МэВ или m_n1,675Х10^-24 г1840m_e (m_e — 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

451


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 -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: _п=-1,91315(7)_я, где _я — 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 (_р2,79_я), ука­зывает на то, что нуклоны обладают сложной внутр. структурой, т. е. вну­три них существуют электрич. токи, создающие дополнит. аномальный магн. момент протона 1,79 _я и прибл. равный ему по величине и противопо­ложный по знаку магн. момент Н. (-1,9_я). С другой стороны, согласно кварковой модели адронов, _n/_р²/₃, что также согласуется с наблю­даемыми значениями _п и _р.

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 d_n<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 ⁺-мезона на про­тоне и ^--мезона на Н. равны, т. к. системы ⁺p и ^-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. ג радиуса действия яд. сил. Т. к. при энергии 10 МэВ для Н. ג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, ^-+d2n+ 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. -частиц и -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. -квантами. Вз-ствие магн. момента Н. с магн. моментами электронных оболочек атомов сущест­венно проявляется для Н., длина вол­ны де Бройля к-рых גат. размеров (энергия ξ<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

452


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: v_+np+^-, яд. за­хват мюонов: ^-+рn+v_, распады странных частиц, напр. °+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.

• В л а с о в Н. А., Нейтроны, 2 изд., М.,

1971; Гуревич И. И., Тарасов Л. В.,

Физика нейтронов низких энергий, М., 1965.

В, И. Лущикое.

НЕЙТРОНИЗАЦИЯ ВЕЩЕСТВА, про­цесс превращения протонов р в ней­троны n как в свободном, так и в связ. состоянии (в ат. ядрах). Н. в. опреде­ляется законами слабого взаимодейст­вия и обусловлена гл. обр. электрон­ными захватами, хотя нек-рый вклад

дают и позитронные распады. Элек­тронный захват требует определ. кинетич. энергии эл-нов: она должна пре­вышать энергетич. порог образования нейтрона (у р — 1,29 МэВ, у ¹²С — 13,4 МэВ, у ⁵⁶₂₆Fe — 3,7 МэВ и т. д.). Необходимую энергию эл-ны могут приобретать, напр., в недрах звёзд на поздних стадиях их эволюции (при больших плотностях в-ва), когда газ эл-нов становится вырожденным газом (так, для превышения Ферми энергией эл-нов порогового значения у ⁵⁶₂₆Fe нуж­на плотность ок. 10⁹ г/см³). Электрон­ный захват сопровождается уменьше­нием электронного давления и испу­сканием электронного нейтрино. Оба фактора способствуют развитию гра­витационного коллапса. Н. в. интен­сивно протекает при коллапсе и обус­ловливает переход звезды в нейтрон­ное состояние, в к-ром число нейтронов прибл. в 10—100 раз превосходит чис­ло протонов (остаётся примесь сверх­тяжёлых ядер с избытком нейтронов). Н. в.— термодинамически неравно­весный процесс, поскольку из в-ва ускользают нейтрино; формально он описывается термодинамикой с перем. числом ч-ц. В нейтринном импульсе от коллапсирующей звезды (см. Нейтрин­ная астрофизика) из-за Н. в. число нейтрино должно быть выше числа ан­тинейтрино (в энергетич. выражении на ~10⁵² эрг при полной энергии 10⁵³—10⁵⁴ эрг).

В. С. Имшенник.

НЕЙТРОННАЯ ОПТИКА, раздел нейтронной физики, в рамках к-рого изучается вз-ствие медленных нейтро­нов со средой и с эл.-магн. и гравитац. полями. В условиях, когда длина вол­ны де Бройля нейтрона =h/mv (m — масса нейтрона, v — его скорость) сравнима с межат. расстояниями или больше их, существует нек-рая ана­логия между распространением в сре­де фотонов и нейтронов. В Н. о., так же как и в световой оптике, есть неск. типов явлений, описываемых либо в лучевом приближении (преломление и отражение нейтронных пучков на границе двух сред), либо в волновом (дифракция в периодич. структурах и на отд. неоднородностях). Комбина­ционному рассеянию света соответст­вует неупругое рассеяние нейтронов; круговой поляризации света можно со­поставить (в первом приближении) по­ляризацию нейтронов. Аналогию меж­ду нейтронами и фотонами усиливает отсутствие у них электрич. заряда. Однако в отличие от квантов эл.-магн. поля нейтроны, двигаясь в сре­де, в осн. взаимодействуют с ат. ядра­ми, обладают магн. моментом и массой покоя, вследствие чего скорость ра­спространения тепловых нейтронов в 10⁵ —10⁶ раз меньше, чем для фото­нов той же длины волны.

Показатель преломления n для ней­тронов на границе вакуум — среда равен: n=/₁=v₁/v, где ₁, v₁ — дли­на волны и скорость нейтрона в среде, , v — в вакууме. Если ввести усреднённый по объёму в-ва потенциал U вз-ствия нейтрона с ядрами, то кннетич. энергия ξ₁ нейтрона в среде равна: ξ₁=ξ-U, где ξ — кинетич. энергия нейтрона в вакууме. Потен­циал U связан со св-вами среды: U=h²Nb/m, где N — число ядер в ед. объёма, b — когерентная длина рассеяния нейтронов ядрами. Отсюда

n² =ξ₁/ξ=1-h²Nb/m²v²=1-n²/v², (1)

где величина v₀=h/m(Nb/) наз. гра­ничной скоростью. Для большин­ства ядер b>0, поэтому U>0, ξ₁<ξ, n<1. Нейтроны с v0 имеют ξ(ультрахолодные нейтро­ны). В этом случае возможно создание сосудов для продолжит. хранения нейтронов. Для большинства в-в v₀~неск. м/с (напр., для Cu v₀=5,7 м/с). Для небольшого числа ядер (¹Н, ⁷Li, ⁴⁸Ti, ⁵³Mn, ⁶²Ni и др.) b<0, U<0 и граничная скорость не существует. При v>v₀ полное отражение возможно лишь в том случае, если нормальная к границе среды компонента скорости нейтрона v_н<₀. Угол скольжения  при этом должен удовлетворять ус­ловию: sin кр=v₀/v, где _кр— т. н. критич. угол. С ростом скорости нейтронов n1, а _кр0, напр. для тепловых нейтронов в меди v= 2200м/с; (1-n)=3,3•10^-6;_кр=8,9'. Учёт поглощения и рассеяния ней­тронов в среде приводит к комплекс­ному показателю преломления:

n²=(1-v²₀/v²) + i²/v²=(n'+in")², (2)

где ²=hNv/2m,  — эфф. сечение всех процессов, приводящих к ослаб­лению нейтронного пучка, n' и n" — действительная и мнимая части пока­зателя преломления. Для ультрахо­лодных нейтронов (v₀)n' <n", и их отражение аналогично отражению све­та от металлов (см. Металла оптика). Для в-в с b<0 n²>1 и Н. о. аналогич­на световой оптике диэлектриков. В ча­стности, углы падения и преломления нейтронного пучка связаны Снелля законом преломления.

Учёт внешних магн. и гравитац. по­лей приводит к выражению для пока­зателя преломления:



где знаки ± соответствуют двум воз­можным ориентациям магн. момента  нейтрона относительно вектора магн. индукции В (т. е. двум возможным поляризациям нейтрона), g — ускоре­ние свободного падения, H — высота. Аналогичное выражение описывает преломление света в средах с плавно меняющимся показателем преломле­ния (рефракцию). Из двузначности третьего слагаемого, чувствительного

453


к поляризации нейтронов, следует, что, выбрав подходящий материал для от­ражающего зеркала, магн. поле и угол скольжения, можно создать устройст­во, в к-ром полное отражение испыты­вают только нейтроны одной поляри­зации (-). Такие устройства исполь­зуются в кач-ве поляризаторов и ана­лизаторов нейтронов (см. Поляризо­ванные нейтроны).

Если нейтроны взаимодействуют только с магн. полем, то:

n²=l ± 2B/mv². (4)

При этом для нейтронов с v²<2B/m создаются условия для полного отра­жения от границы объёма, содержа­щего магн. поле. В неоднородных по­лях grad