Neutronoptika

A neutronoptika a neutronfizika egy része , amely a lassú neutronok kölcsönhatását vizsgálja a közeggel, valamint az elektromágneses és gravitációs mezőkkel.

Fizika

Eloszlás a környezetben

Olyan körülmények között, amikor a neutron de Broglie hullámhossza ( m a neutron tömege, v a sebessége) összevethető a cm-es vagy annál nagyobb atomközi távolságokkal, van némi analógia a fotonok és a neutronok közegben való terjedése között [1] . A neutronoptikában éppúgy, mint a fényoptikában többféle jelenséget írnak le vagy a sugárközelítésben ( neutronnyalábok törése és visszaverődése két közeg határán), vagy a hullámközelítésben ( diffrakció periodikus szerkezetekben és egyedeken). inhomogenitások). A fény Raman-szórása rugalmatlan neutronszórásnak felel meg ; A fény cirkuláris polarizációja (első közelítésben) összehasonlítható a neutronok polarizációjával. A neutronok és a fotonok közötti analógiát erősíti elektromos töltésük hiánya . Az elektromágneses térkvantumokkal ellentétben azonban a neutronok közegben való mozgás során főleg az atommagokkal lépnek kölcsönhatásba , mágneses momentummal és tömeggel rendelkeznek . A termikus neutronok terjedési sebessége 10 5 - 10 6 - szor kisebb, mint az azonos hullámhosszú fotonoké. Különösen a termikus neutronok átlagos sebessége T = 300 K (szobahőmérséklet) mellett 2200 m/s. $\lambda ={h \over {mv))$ $10^{{-8}}$

A neutronok n törésmutatója a vákuum -közeg határfelületen:

n={\lambda \over {\lambda _{1))}={v_{1} \over {v)),

ahol λ 1 és v 1 a neutron hullámhossza és sebessége a közegben, λ és v vákuumban van. Ha bevezetjük a neutron és az atommag kölcsönhatásának U potenciálját , az anyag térfogatára átlagolva , akkor a neutron kinetikus energiája a közegben egyenlő: ${\mathcal {E}}_{1}$

{\mathcal {E}}_{1}={\mathcal {E}}-U,

ahol a neutron mozgási energiája vákuumban. Az U potenciál a közeg tulajdonságaival függ össze: ${\mathcal {E}}$

U={h^{2}Nb \over {\pi m)),

ahol N az egységnyi térfogatra jutó atommagok száma, b pedig az atommagok neutronszórásának koherens hossza . Innen:

n^{2}={\frac {{\mathcal {E}}_{1}}{\mathcal {E}}}=1-{\frac {h^{2}Nb}{\pi m^{2}v^{2}}}=1-{\frac {v_{0}^{2}}{v^{2}}},

ahol a mennyiséget határsebességnek nevezzük. Az atommagok többségénél b > 0, ezért a neutronoknak van és nem is tudnak áthatolni a közegen. Az ilyen neutronok teljes belső visszaverődést tapasztalnak a felületükről ( ultrahideg neutronok ). Ebben az esetben lehetőség van a neutronok hosszú távú tárolására szolgáló edény létrehozására. Életidő szabad állapotban: 885,7 ± 0,8 másodperc ( felezési idő - 614 másodperc) $v_{0}={\frac {h}{m}}{\sqrt {\frac {Nb}{\pi }}}$ $U>0,\,{\mathcal {E}}<{\mathcal {E}}_{1},\,n<1.$ ${\displaystyle v<v_{0))$ ${\mathcal {E}}<U$

A legtöbb anyag esetében a v 0 több m/s nagyságrendű (például réznél v 0 \u003d 5,7 m/s). Kis számú izotóp esetén ( 1 H, 7 Li, 48 Ti, 53 Mn, 62 Ni és mások) b < 0, U < 0, és nincs korlátozó sebesség. V > v 0 esetén a teljes visszaverődés csak akkor lehetséges, ha a közeg határára merőleges neutronsebesség-komponens v n < v 0 . A φ csúszási szögnek ebben az esetben teljesítenie kell a következő feltételt:

\sin \varphi <\sin \varphi _{cr}={v_{0} \over {v)),

hol van az úgynevezett kritikus szög. A neutronok sebességének növekedésével és Például a réz termikus neutronjainál v = 200 m/s; ; . Ha figyelembe vesszük a neutronok abszorpcióját és szóródását egy közegben, akkor összetett törésmutatót kapunk: ${\displaystyle \varphi _{cr))$ $n\rightarrow 1$ $\varphi _{cr}\rightarrow 0.$ ${\displaystyle (1-n)=3,3\cdot 10^{-6))$ $\varphi _{cr}=8,9'$

n^{2}=(1-{v_{0}^{2} \over {v^{2}}})+{i\alpha ^{2} \over {v^{2}} }=(n'+in'')^{2},

ahol az összes olyan folyamat effektív keresztmetszete , amelyek a nyalábból neutronok távozásához vezetnek, és a törésmutató valós és képzeletbeli részei. Az ultrahideg neutronok esetében a visszaverődésük hasonló a fémek fényének visszaverődéséhez. A neutronoptika a dielektrikumok fényoptikájával analóg. Különösen a neutronnyaláb beesési és törési szöge kapcsolódik a Snell-féle töréstörvényhez . $\alpha ^{2}={hN\sigma v \over {2\pi m}}$ $n'$ $n''$ $(v<v_{0})\quad n'<n''$ $b<0\quad n^{2}>1,$

Megoszlás a mezőkön

A külső mágneses és gravitációs mezők figyelembevétele a törésmutató kifejezéséhez vezet:

$n^{2}=1-{\frac {h^{2}Nb}{\pi m^{2}v^{2}}}\pm {\frac {2\mu B}{mv ^{2}}}+{\frac {2gH}{v^{2}}},$

ahol a ± előjelek a μ neutronmágneses momentum két lehetséges irányának felelnek meg a B mágneses indukciós vektorhoz képest (azaz két lehetséges neutronpolarizáció), g a gravitációs gyorsulás, H pedig a magasság. Egy hasonló kifejezés leírja a fény törését olyan közegben, amelynek törésmutatója egyenletesen változik ( törés ).

A harmadik, a neutronok polarizációjára érzékeny tag többértelműségéből az következik, hogy a tükrök visszaverődéséhez megfelelő anyagot, mágneses mezőt és pillantási szöget választva olyan eszközt lehet létrehozni, amelyben csak egy polarizációjú (-) neutronok teljes visszaverődést tapasztalnak. Az ilyen eszközöket polarizátorként és neutronelemzőként használják .

Opciók

Ha a neutronok csak mágneses térrel lépnek kölcsönhatásba, akkor:

${\displaystyle n^{2}=1\pm {2\mu B \over {mv^{2))))$

Ebben az esetben a mágneses teret tartalmazó térfogat határáról teljes visszaverődéssel járó neutronok feltételei teremtődnek meg. Inhomogén mezőkben a neutronnyaláb deformációja lehetséges. $v^{2}<{2\mu B \over {m))$ $\mathrm {grad} \,B\neq 0$

A képlet kétértelműsége a különböző polarizációjú neutronok különböző törésmutatóinak mágneses térben való létezését jelenti, ami hasonló a fény kettős töréséhez . Ugyanez a jelenség a neutronoptikában is megfigyelhető mágneses tér nélkül a polarizált mag- mag pszeudomágnesességet tartalmazó közegekben . Kettős törésről akkor beszélünk, ha a magszórási amplitúdó a neutron spin irányától függ .

Hasonlóság

A neutrondiffrakció sok tekintetben hasonló a röntgendiffrakcióhoz . A fő különbség abból adódik, hogy a neutronokat magok és mágneses intrakristályos mezők szóródják szét . Ez megkönnyíti a kristályok atomszerkezetének tanulmányozását olyan helyzetekben, amelyek a röntgensugárzás számára gyakorlatilag hozzáférhetetlenek.

Jegyzetek

↑ Shirokov, 1972 , p. 501.

Irodalom

Shirokov Yu. M. , Yudin N. P. Nukleáris fizika. - M. : Nauka, 1972. - 670 p.