Наведённая проводимость

Вид материала

Документы

Содержание Нейтронная радиография Нейтронная спектроскопия Рис. 1. Нейтронные резонансы. Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных эфф. сечений: a — полного се­чения; б — парциальных сечений; К — кол­лимато Т нейтронов: T=N/N0=exp(-nt). (5) где N Нейтронная физика Энергетическая классификация нейтронов Ней­тронная спектроскопия). Колебания кри­сталлической решётки) Ультрахолодные нейтроны Нейтронные звезды Нейтронные источники Нейтронная физика. Рис. 1. Нейтронограмма антиферромагн. порошка МоТе N (некогерентная составляющая), второе — N

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.

B0 возможна рефракция нейтронных пучков. Двузначность ф-лы (4) означает существование в магн. поле разных показателей пре­ломления для нейтронов разл. поля­ризация, что аналогично двойному лучепреломлению света. Это же явление в Н. о. можно наблюдать без магн. поля в средах, содержащих поляризов. ядра (см. Ориентированные ядра) — ядерный п с е в д о м а г н е т и з м. Двойное лучепреломле­ние имеет место, когда яд. амплитуда рассеяния зависит от направления спина нейтрона.

Дифракция нейтронов во многом подобна дифракции рентгеновских лу­чей. Осн. отличия связаны с тем, что нейтроны рассеиваются ядрами и магн. внутрикристаллическими, полями. Это облегчает исследование ат, структуры кристаллов в ситуациях, практически недоступных для рентг. лучей (см. Нейтронография).

• Франк И. М., Некоторые новые ас­пекты нейтронной оптики, «Природа», 1972, № 9, См. также лит. при ст. Нейтронная физика.

Ю. М. Останевич,

НЕЙТРОННАЯ РАДИОГРАФИЯ, по­лучение «нейтронного изображения» объекта в результате воздействия на фоточувствит. слои ч-ц — продуктов яд. реакций, возникающих при облу­чении объекта нейтронами (в резуль­тате захвата нейтронов образуются радиоакт. ядра). Н. р. применяется гл. обр. для исследования металлов, сплавов, минералов и др. с целью выявления примесей и их расположе­ния. Метод Н. р. основан на разной вероятности захвата нейтронов разл. ат. ядрами. Если облучённый объект покрыть спец. фотоэмульсией, чувстви­тельной к -излучению, на проявлен­ном снимке получаются участки с разл. степенью почернения: более тёмные участки соответствуют ядрам, сильнее поглощающим нейтроны. Наличие и размещение нек-рых примесей в об­разце можно определять не только по вторичному излучению, но также и по ослаблению первичного нейтронного потока в результате поглощения ней­тронов ядрами примесей. При этом между образцом и фотослоем помещают

фольгу из элемента, к-рый под дейст­вием нейтронов становится -активным (Gd, Dy, In). В этом случае более светлые пятна соответствуют более сильному поглощению нейтронов.

НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел нейтронной физики, в к-ром изучаются энергетич. зависимость эф­фективных поперечных сечений а разл. процессов вз-ствия нейтронов с ат. ядрами и св-ва образующихся возбуж­дённых состояний ядер. Характер вз-ствия зависит от энергии ξ ней­трона. При ξ<ξ_в, где ξ_в — энер­гия низшего возбуждённого уровня ядра мишени, возможно только

у п р у г о е рассеяние нейтронов на ядрах и нек-рые экзотермич. ядер­ные реакции, в первую очередь радиа­ционный захват нейтрона (n, ). На нек-рых лёгких ядрах большое сече­ние имеют реакции с вылетом заряж. ч-ц: ³He(n, p)³H; ⁶Li(n, )³H;



Рис. 1. Нейтронные резонансы.


¹⁰В (n, )⁷Li. У самых тяжёлых ядер (U и трансурановые элементы) захват нейтронов может вызывать деление ядра (см. Деление атомного ядра).

Характерная особенность зависимо­сти (ξ)—наличие резонансов (рис. 1). Каждому резонансу соответ­ствует возбуждённое состояние со­ставного ядра с массовым числом A+1 (А — массовое число исходного ядра) и энергией возбуждения, равной сумме энергии связи ξ_св нейтрона в ядре и величины ξ₀•A/(A+1), где ξ₀ — кинетич. энергия нейтрона, соответст­вующая макс. сечению. Зависимость сечения образования составного ядра _с вблизи резонанса описывается Врейта — Вигнера формулой:




Здесь _н — длина волны де Бройля нейтрона, g — статистич. фактор, за­висящий от спинов исходного и со­ставного ядер, Г — полная ширина резонанса, равная ширине пика на по­ловине высоты, связанная со временем жизни т образующихся возбуждённых состояний ядер соотношением: =ћ/Г. Величина  для разл. ядер лежит в диапазоне 10^-14—10^-18 с. Вероятность распада составного ядра но тому или иному каналу (i) определяется т. н. парциальными ширинами: нейтронной шириной Г_п (распад с вылетом нейтрона), радиац. шириной Г_ (распад с вылетом -кванта). Дели­тельной шириной Г_f и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин:

Г = Г_п+Г_+Г_f + Г_+..., (2)

а сечение распада составного ядра по каналу i

_i =_сГ_i/Г. (3)

Эксперим. исследование зависимо­стей (ξ) и _i(ξ) позволяет опреде­лить хар-ки возбуждённых уровней составного ядра: энергию, полные и парциальные ширины, спины, чёт­ность. Для измерения энергетич. зави­симости эфф. сечений (ξ) применяют н е й т р о н н ы е с п е к т р о м е т р ы, гл. обр. спектрометры по време­ни пролёта (рис. 2). Импульсный ис­точник И генерирует нейтроны со сплошным энергетич. спектром в виде короткой вспышки длительностью t. Нейтроны, прошед­шие через исследуе­мую мишень М, ре­гистрируются детек­тором нейтронов Д (рис. 2, а), а элект­ронный временной анализатор ВА фик­сирует интервал вре­мени t между вспыш­кой нейтронного источника и моментом регистрации нейт­рона детектором. Время пролёта t (в мкс) связано с энергией нейтрона ξ (в эВ) соотношением: ξ=(72,3L)²/t², где L — расстояние от источника до детектора (в м).




Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных эфф. сечений: a — полного се­чения; б — парциальных сечений; К — кол­лиматоры .


Энергетич. разреше­ние ξ/ξ спектрометра приближён­но можно представить в виде:

ξ/ξ=2t/t=2tv/L, (4)

где v — скорость нейтронов. В совр. нейтронных спектрометрах источни­ками нейтронов служат электронные или протонные ускорители с длитель­ностью вспышки от 1 до 100 нс и интегр. выходом до 10¹⁴ нейтронов в 1 с.

454


Полное эфф. сечение _t определяют по т. н. пропусканию Т нейтронов:

T=N/N₀=exp(-n_t). (5)

где N и N₀ — показания детектора с мишенью в пучке и вне пучка (рис. 2, а), n — толщина мишени (в числе ядер на 1 см²). Для измерения парциальных сечений детектор Д_i, чувствительный только к данным про­дуктам распада, располагают вне пуч­ка, рядом с мишенью (рис. 2, б). Для тонкой мишени скорость счёта пропорц. _i. Большую информацию о св-вах яд. уровней получают, если де­тектор может регистрировать энергетич. спектр продуктов реакции (-квантов, -частиц, осколков деления). Нейтронные ширины Г_п резонансов при s-волновом взаимодействии (ор­бит. момент l=0) с увеличением энергии ξ растут в среднем пропорц. ξ^1/2, поэтому чаще пользуются при­ведёнными нейтронными ширинами Г⁰_п=Г_п/ξ^1/2. Последние сильно флук­туируют от резонанса к резонансу, подчиняясь т. н. распределению Портера — Томаса:

Р(х)=(2х)^-1/2ехр( -х/2), (6)

где x=Г⁰_п/<Г_п>. Энергетич. интер­валы D между соседними резонансами также довольно широко распределены вокруг ср. значения , к-рое уменьшается с ростом А от 10⁴ эВ для А30 до 1 эВ для A240. Захват нейтронов ядром с нечётным А приво­дит к меньшим значениям по сравнению с соседними чётными ядра­ми из-за различия в энергии связи нейтрона. Существенно увеличивается для магических ядер. Ср. значе­ния <Г⁰_п> и коррелируют меж­ду собой: если каждая из этих вели­чин может меняться от ядра к ядру на 2—3 порядка, то их отношение s0=<Г⁰_п>/, наз. нейтронной силовой функцией, изменя­ется с А слабо и плавно. Для l=0 силовая функция имеет максимумы (S₀=4•10^-4) в области А50 н A=150 и минимумы (S₀0,3•10^-4) при A=100. Силовая ф-ция непосредствен­но связана с сечением образования со­ставного ядра (усреднённым по мн. резонансам): _

<_с 2²_п²ξS₀. (7) При взаимодействии с ядрами быст­рых нейтронов (0,1ξ20 МэВ) су­щественный вклад в сечение дают не­упругое рассеяние (n, n'), реакции с вылетом заряженных частиц (n, p), (n, ) и др. Для измерения сечений ис­пользуются монохроматич. пучки ней­тронов, получаемые на электростати­ческих ускорителях (генераторах Ван-де-Граафа) в реакциях ³Н (p, n), ⁷Li(p, n), ²H(d, n), ³H(d, n) и др., а также методом времени пролёта.

$ См. лит. при ст. Нейтронная физика.

Л. Б. Пикельнер.

НЕЙТРОННАЯ ФИЗИКА, совокуп­ность исследований строения в-ва с помощью нейтронов, а также исследования св-в и структуры самих нейтро­нов (времени жизни, магн. момента и др.). Отсутствие у нейтрона электрич. заряда приводит к тому, что они в осн. взаимодействуют непосредственно с ат. ядрами, либо вызывая ядерные реак­ции, либо рассеиваясь на ядрах. Хар-р и интенсивность нейтронно-яд. вз-ствий (нейтронные сечения) существенно зависят от энергии ней­тронов ξ. В Н. ф. гл. обр. использу­ются нейтроны с энергиями от 10⁷ до 10^-7 эВ (длины волн де Бройля _n от 10^-12 до 10^-5 см). Соответственно этому диапазону энергий и длин волн исследу­ются объекты с размерами от 10^-12 см и характерными энергиями возбужде­ния 10⁶—10⁷ эВ (ат. ядра) до видимых в оптич. микроскоп объектов размерами 10^-4 см (напр., макромолекулы биопо­лимеров, см. Биологические кристаллы). Нейтронное излучение условно раз­деляют на энергетич. диапазоны (см.

ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ КЛАССИФИКАЦИЯ НЕЙТРОНОВ



табл.), отличающиеся методами полу­чения и регистрации нейтронов, а так­же направлениями их использования. Нейтроны с энергией ξ>100 кэВ наз. б ы с т р ы м и. Они способны испы­тывать на ядрах неупругое рассеяние и вызывать эндотермические яд. реак­ции, напр, (n), (n, 2n), (n, pn). Сечения этих реакций сравнительно плавно зависят от ξ (выше характерного для них энергетич. порога), и их исследо­вание позволяет изучать механизм распределения энергии возбуждения между нуклонами, составляющими ядро.

Нейтроны с энергией ξ<100 кэВ часто наз. м е д л е н н ы м и, они в свою очередь делятся на резонанс­ные и промежуточные. Медленные ней­троны в осн. упруго рассеиваются на ядрах или вызывают экзотермич. яд. реакции, в первую очередь радиац. захват, реакции типа (n, p), (n, ) и деление атомных ядер. Реакции ³He(n, p)³H; ¹⁰B(n, )⁷Li используют­ся для регистрации нейтронов; вторая из них — также для защиты от ней­тронного излучения.

Назв. «резонансные нейтроны» обус­ловлено наличием резонансных макси­мумов (нейтронных резо­нансов) в энергетич. зависимости эфф. сечений (ξ) вз-ствия нейтронов с в-вом. Исследования с резонансными нейтронами дают возможность изучать

спектры возбуждений ядер (см. Ней­тронная спектроскопия). В области энергии промежуточных нейтронов ре­зонансная структура нейтронных се­чений сглаживается из-за перекрытия соседних резонансов. Сечение любой яд. реакции, вызываемой достаточно медленными нейтронами, обратно про­пори. их скорости. Это соотношение наз. «законом 1/v». Отклонения от этого закона наблюдаются, когда ξ становится сравнимой с энергией пер­вого резонансного уровня.

Энергия тепловых нейтронов срав­нима с энергией тепловых колебаний атомов в тв. теле (см. Колебания кри­сталлической решётки), а ,_n — с межат. расстояниями. При прохождении тепловых нейтронов через в-во они могут существенно менять свою энер­гию, приобретая или отдавая её теп­ловым колебаниям атомов или моле­кул. По величине таких изменений может быть получен фононный спектр в-ва. При рассеянии тепловых ней­тронов на монокристаллах имеет ме­сто дифракция нейтронов (см. Ди­фракция микрочастиц, Нейтронная оптика). Наличие у нейтрона магн. дипольного момента вызывает магн. рассеяние нейтрона на атомарных эл-нах, что даёт возможность изучать структуру и динамику магн. материа­лов (см. Нейтронография).

Х о л о д н ы е н е й т р о н ы ис­пользуются для изучения медленных диффузионных движений атомов и мо­лекул в разл. средах, а также для ис­следования белковых макромолекул, полимеров, микродефектов и микронеоднородностей в р-рах и сплавах.

Ультрахолодные нейтроны полно­стью отражаются от большинства ма­териалов за счёт своеобразного «от­талкивания» их ядрами. Это отраже­ние аналогично отражению света от металлич. зеркала и может быть опи­сано для мн. в-в мнимым показателем преломления для нейтронного излучения с длиной волны _n500Å. Уль­трахолодные нейтроны способны на­капливаться и длит. время (сотни с) храниться в замкнутых сосудах.

Предметом исследования Н. ф. явл. также св-ва самого нейтрона как

455


элем. ч-цы. Пока не известно, обла­дает ли нейтрон, помимо магн. момен­та, др. эл.-магн. хар-ками — электрич. дипольным моментом, а может быть, и очень малым электрич. за­рядом.

Практически во всех нейтронно-физ. исследованиях используются пуч­ки моноэнергетич. нейтронов со сте­пенью монохроматизации ~10^-2. Ин­тенсивные пучки быстрых нейтронов получаются на ускорителях заряж. ч-ц в яд. реакциях (p, n) и (d, pn). Энер­гия нейтронов ξ изменяется при варь­ировании энергии первичных заряж. ч-ц, падающих на мишень. Медленные нейтроны также могут быть получены на всех типах ускорителей, в т. ч. на электронных ускорителях в резуль­тате реакции (, n) при облучении ми­шеней из тяжёлых элементов -квантами тормозного излучения эл-нов. По­лучающиеся быстрые нейтроны могут быть замедлены. Обычно для этого используются водородсодержащие в-ва (вода, парафин и др.), в к-рых нейтро­ны теряют свою энергию, рассеиваясь на ядрах водорода. Однако после замедления нейтронные пучки не моноэнергетичны. Для получения моноэнергетич. нейтронов применяют метод «времени пролёта», для к-рого необ­ходимы импульсные источники ней­тронов. В каждый момент времени t после импульса нейтронов на де­тектор, удалённый от источника на расстояние L, приходят нейтроны с энергией, определяемой соотношением: ξ(эВ)=[72,3L (м)]²/t²(мкс²).

Мощные источники тепловых ней­тронов — ядерные реакторы создают внутри замедлителей потоки тепловых нейтронов до 10¹⁵ нейтронов/(см²•с). Моноэнергетич. тепловые нейтроны получают с помощью дифракции ней­тронов на монокристаллах. Для полу­чения холодных нейтронов исполь­зуются замедлители, охлаждаемые до температур жидкого азота и даже жид­кого водорода (20 К). Ультрахолод­ные нейтроны выводятся из замедли­телей резко изогнутыми вакуумными нейтроноводами.

Результаты нейтронно-физ. исследо­ваний имеют особое практич. значе­ние в связи с проблемами получения яд. энергии, т. к. в процессах яд. де­ления и термояд. синтеза нейтроны играют осн. роль.

• Г у р е в и ч И. И., Т а р а с о в Л. В., физика нейтронов низких энергий, М., 1965; Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971; Бекурц К., В и р т ц К., Нейтрон­ная физика, пер. с англ., М., 1968.

В. И. Лущиков.

НЕЙТРОННЫЕ ЗВЕЗДЫ, самые плотные, согласно теории внутр. строения звёзд (с плотностью в-ва порядка плотности ат. ядер), гидро­статически равновесные звёзды, со­стоящие из нейтронов с малой при­месью эл-нов, сверхтяжёлых ат. ядер и протонов. Возникновение Н. з. связано с нейтронизацией вещества в ус­ловиях высокой плотности ~10¹⁴ г/см³. Нейтроны Н. з. устойчивы, как если бы они находились в огромном ат. ядре. Устойчивость приобретают и упо­мянутые сверхтяжёлые ядра. Гидростатич. равновесие в Н. з. обеспечи­вается давлением вырожденного газа нейтронов и (или) упругостью ней­тронного кристалла и жидкости. Н. з. были открыты (1967) в виде пульсаров. Периодичность радиоизлучения пуль­саров объясняется быстрым вращени­ем Н. з. (периоды вращения более ста известных радиопульсаров лежат в интервале ~ 0,01—1 с). Само же ра­диоизлучение связано с движением эл-нов в сильном магн. поле Н. з. с индукцией ~10¹² Гс. В составе тесных двойных систем Н. з. обнаружили себя в виде рентг. пульсаров. По неск. двойным системам оценена масса Н. з. М=1,2—1,6 m_солн. Н. з. могут себя проявлять ещё как недавно открытые (1975) барстеры — импульсные источ­ники гамма- и рентгеновского излу­чений.

Согласно теории эволюции звёзд, Н. з. рождаются в результате гравита­ционного коллапса звёзд достаточно большой массы (M1,2M_солн). При коллапсе возникает горячая Н. з. (с темп-рой в центре ~10¹¹ К), к-рая весьма скоро (за время ~10—100 с) охлаждается до ~10⁹ К за счёт излу­чения нейтрино. Н. з. на этой стадии характеризуются очень сложным внутр. строением. Во-первых, у них — твёрдые кора и ядро (ферми-кристаллы), между к-рыми расположена жид­кая оболочка (ферми-жидкость). Во-вторых, их магн. и тепловые св-ва в значит. мере обусловлены сверхпро­водимостью в системе протонов и сверхтекучестью в системе нейтронов тв. и жидких оболочек. В-третьих, согласно общей теории относитель­ности, значение силы тяготения в Н. з. заметно отличается от ньютоновского, с чем связан верхний предел масс Н. з., составляющий 2—3 m_солн. Ис­точниками энергии эл.-магн. излуче­ния Н. з. могут быть кинетич. энергия вращения звезды, энергия радиоакт. распада сверхтяжёлых ядер, энергия фазового перехода ферми-кристалла в ферми-жидкость и др.

• Д а й с о н Ф., Х а а р Д. тер, Нейт­ронные звезды и пульсары, пер. с англ., М., 1973; Сюняев Р. А., Шакура Н. И., Рентгеновские источники в двойных системах, в кн.: Явления нестационарности и звездная эволюция, М., 1974; Смит Ф., Пульсары, пер. с англ., М., 1979.

В. С. Имшенник.

НЕЙТРОННЫЕ ИСТОЧНИКИ. Дей­ствие всех типов Н. и. основано на использовании ядерных реакций, со­провождающихся вылетом нейтронов. Простейшие Н. и. (ампульные) со­держат либо спонтанно делящееся ядро (напр., ²⁵²Cf), либо однородную смесь порошков Be и -активного нуклида (напр., ²¹⁰Ро, ²²⁶Ra, ²³⁹Pu, ²⁴¹Am), излучающую нейтроны в ре­зультате реакции ⁹Ве+⁴Не=¹²С+n.

Макс. мощность таких Н. и. (~10⁷ нейтрон/с) ограничена допустимой ак­тивностью радиоактивных препаратов (10 Ки). Достоинства ампульных Н. и.— малые габариты, портативность и стабильность (хотя мощность источни­ка плавно меняется в соответствии с периодом полураспада радиоактивного нуклида). Их недостатки — низкая ин­тенсивность, широкий сплошной энергетич. спектр нейтронов (~0,1— 12 МэВ) и высокий уровень сопровож­дающего -излучения.

Более интенсивные Н. и., испускаю­щие до 10¹² нейтрон/с,— небольшие электростатич. ускорители заряж. ч-ц (н е й т р о н н ы е г е н е р а т о р ы), в к-рых ядра дейтерия, ускоренные до энергии ~200 кэВ, бомбардируют мишень, содержащую тритий. В ре­зультате реакции ²Н+³Н ⁴Не+n образуются почти моноэнергетич. ней­троны с энергией 14 МэВ. Нейтронные генераторы широко используются для нейтронного активационного анализа материалов и для нейтронного каро­тажа геологич. пород.

Самыми мощными Н. и. явл. ядер­ные реакторы, испускающие-5•10¹⁶ нейтрон/с на каждый МВт мощности ре­актора. Для хар-ки реактора как Н. и. более употребительно не полное кол-во испускаемых нейтронов, а макс. плотность N их потока (яркость) внутри активной зоны или замедлите­ля реактора. В спец. исследователь­ских реакторах яркость достигает ~10¹⁵ нейтрон/с с 1 см². Хотя в реак­ции деления ядер ср. энергия обра­зующихся нейтронов составляет ~2 МэВ, в результате замедления нейтронов в конструкц. элементах и замедлителе спектр нейтронов обычно сильно обогащён тепловыми нейтрона­ми (максимум в области 0,06 эВ). Ещё большая яркость ~10¹⁷ нейтрон/с с 1 см² (в импульсе длительностью ~100 мкс) достигается в импульсных реакторах, к-рые удобны для спектрометрич. исследований (см. Нейтрон­ная спектроскопия).

Высокая импульсная яркость по­лучается также при использовании пучков мощных электронных или про­тонных ускорителей. В электронных ускорителях нейтроны получаются в результате фотонейтронной реакции от тормозного излучения эл-нов, падаю­щих на вольфрамовую или урановую мишень. При энергии эл-нов 30 МэВ генерируется 1 нейтрон на 100 эл-нов. В протонных ускорителях нейтроны непосредственно выбиваются прото­нами из ядер. При энергии протонов 1 ГэВ каждый протон выбивает из урановой мишени до 30 нейтронов.

• См. лит. при ст. Нейтронная физика.

В. И. Лущиксв.

НЕЙТРОНОГРАФИЯ, совокупность методов изучения строения в-ва в конденсиров. состоянии методом рас­сеяния нейтронов низких энергий (ξ<1 эВ). Яд. реакторы явл. источ­ником тепловых нейтронов, энергетич. спектр к-рых имеет максимум в об-

456


ласти 0,06 эВ. Соответствующая этой энергии длина волны де Бройля ~1Å соизмерима с межатомными расстоя­ниями в конденсиров. средах. Это де­лает возможным исследование взаимно­го расположения атомов в в-ве с по­мощью дифракции нейтронов (см. Ди­фракция микрочастиц). Соизмеримость энергии тепловых нейтронов с энерги­ей тепловых колебаний атомов позво­ляет изучать динамич. св-ва в-ва (см. Колебания кристаллической решётки). Наличие у нейтрона магн. момента, к-рый может взаимодействовать с магн. моментами атомов, позволяет исследо­вать величину, расположение и взаим­ную ориентацию магн. моментов ато­мов. Н. применяется для исследования структурных, динамич. и магн. свойств практически всех известных форм конденсиров. сред от простых кристаллов и жидкостей до биол. макромолекул (см. Биологические кристаллы). Н. позволяет изучать микроструктуру сплавов, фазовые переходы и др. Рассеяние нейтронов в-вом принято классифицировать по след. признакам: а) по изменению энергии нейтрона при рассеянии (у п р у г о е, н е у п р у г о е рассеяния); б) по характеру вз-ствия нейтрона с рассеивающим центром (я д е р н о е, м а г н и т н о е рассеяния); в) по степени когерент­ности волн де Бройля, рассеянных от множества центров, образующих изу­чаемое в-во. В общем случае интен­сивность суммарной рассеянной волны (достаточно малым объёмом в-ва) мож­но представить в виде двух слагаемых,




Рис. 1. Нейтронограмма антиферромагн. порошка МоТе₂ при 4,2 К с ядер­ными и магн. дифракц. максимумами (в скобках индексы кристаллогра­фич. атомных плоско­стей).


первое из к-рых пропорц. числу рас­сеивающих центров N (некогерентная составляющая), второе — N² (коге­рентная составляющая). Когерентная составляющая рассеяния явл. струк­турно-чувствительной, некогерентная составляющая отражает вз-ствие нейт­рона с отд. рассеивающими центрами и поэтому даёт информацию только о динамических свойствах отдельных атомов или молекул.

Структурная нейтронография. В кри­сталлах упругое когерентное рассея­ние нейтронов на ядрах наблюдается в виде узких дифракц. максимумов ин­тенсивности (рефлексов, рис. 1), по­являющихся для тех направлений, для к-рых выполнено Брэгга — Вульфа условие. Структурная Н. во многом похожа на рентгеновский структур­ный анализ. Отличия связаны с тем, что нейтроны рассеиваются ядрами, а рентгеновские лучи — атомными эле­ктронами. Н. применяется для реше­ния задач, малодоступных для рент­геновского структурного анализа, в частности для определения коорди­нат атомов водорода, анализа соеди­нений атомов с близкими ат. номерами Z и соединений лёгких атомов с тяжё­лыми, исследования распределения изотопов. Совместное использование рентгеновского и нейтронного ди­фракц. методов позволяет исследовать пространств. распределение эл-нов, участвующих в образовании хим. свя­зи. Особенности структурной Н.— изотропия яд. формфакторов, большая проникающая способность нейтронов, широкий диапазон длин волн, ано­мальная дисперсия для ряда элемен­тов и др.

Наиболее сложные соединения, структура к-рых исследовалась нейтронографически,— витамин В₁₂ и бе­лок миоглобин.

Магнитное когерентное рассеяние нейтронов. Наличие магн. упорядоче­ния обычно обнаруживается по появ­лению на нейтронограммах на фоне яд. рассеяния дополнит. максимумов когерент­ного магн. рассеяния, интенсивность к-рого зависит от темп-ры. По положению этих максимумов и их ве­личине (рис. 1) мож­но определить тип магн. структуры кри­сталла и величины магн. моментов ато­мов. В случае моно­кристаллов можно оп­ределить также напра­вление магн. моментов

относительно кристаллографических осей и построить распределение в эле­ментарной ячейке спиновой плот­ности — плотности магнитно-актив­ных эл-нов, спин к-рых не скомпенси­рован в пределах атома (см. Парамаг­нетизм).

Магн. рассеяние нейтронов обычно сопровождается ядерным и требуются спец. меры для их разделения. Наибо­лее эффективно это достигается применением пучков поляризованных ней­тронов. Если магн. структура не со­впадает с атомной (антиферромагнети­ки и магнетики с геликоидальной структурой), то возникают чисто магн. рефлексы.

Движение атомов и молекул в кон­денсиров. средах описывается с по­мощью квазичастиц, в частности фо­нонов. Неупругое когерентное рассея­ние нейтронов на ядрах, сопровождаю­щееся рождением или уничтожением одного фонона, позволяет изучать его св-ва — дисперсии закон ξ(