Neutronoptik

Neutronoptik er en sektion af neutronfysik , der studerer langsomme neutroners interaktion med mediet og med elektromagnetiske felter og gravitationsfelter .

Fysik

Fordeling i miljøet

Under forhold, hvor neutronen de Broglie-bølgelængden ( m er neutronens masse, v er dens hastighed) er sammenlignelig med de interatomiske afstande cm eller mere, er der en vis analogi mellem udbredelsen af fotoner og neutroner i et medium [1] . I neutronoptik såvel som i lysoptik er der flere typer af fænomener beskrevet enten i stråletilnærmelsen ( refraktion og refleksion af neutronstråler ved grænsen af to medier) eller i bølgetilnærmelsen ( diffraktion i periodiske strukturer og på individuelle inhomogeniteter). Raman-spredning af lys svarer til uelastisk neutronspredning; Den cirkulære polarisering af lys kan sammenlignes (i den første tilnærmelse) med polariseringen af neutroner. Analogien mellem neutroner og fotoner styrkes af deres mangel på elektrisk ladning . Men i modsætning til elektromagnetiske feltkvanter, når de bevæger sig i et medium, interagerer neutroner hovedsageligt med atomkerner , har et magnetisk moment og masse . Udbredelseshastigheden af termiske neutroner er 10 5 — 10 6 gange mindre end for fotoner med samme bølgelængde. Især den gennemsnitlige hastighed af termiske neutroner ved T = 300 K (rumtemperatur) er 2200 m/s. $\lambda ={h \over {mv))$ $10^{{-8}}$

Brydningsindekset n for neutroner ved vakuum- medium-grænsefladen er:

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

hvor λ 1 og v 1 er bølgelængden og hastigheden af neutronen i mediet, er λ og v i vakuum. Hvis vi introducerer potentialet U for interaktionen af en neutron med kerner, i gennemsnit over volumenet af stoffet , så er neutronens kinetiske energi i mediet lig med: ${\mathcal {E}}_{1}$

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

hvor er neutronens kinetiske energi i vakuum. Potentialet U er relateret til mediets egenskaber: ${\mathcal {E}}$

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

hvor N er antallet af kerner pr. volumenenhed, b er den sammenhængende længde af neutronspredning med kerner. Herfra:

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}}},

hvor størrelsen kaldes grænsehastigheden. For størstedelen af kernerne er b > 0; derfor har neutroner med og kan ikke trænge ind i mediet. Sådanne neutroner oplever total intern refleksion fra dens overflade ( ultrakolde neutroner ). I dette tilfælde er det muligt at skabe et fartøj til langtidsopbevaring af neutroner. Levetid i fri tilstand: 885,7 ± 0,8 sekunder ( halveringstid - 614 sekunder) $v_{0}={\frac {h}{m}}{\sqrt {\frac {Nb}{\pi }}}$ $U>0,\,{\mathcal {E}}<{\mathcal {E}}_{1},\,n<1.$ ${\displaystyle v<v_{0))$ ${\mathcal {E}}<U$

For de fleste stoffer er v 0 af størrelsesordenen flere m / s (for eksempel for kobber, v 0 \u003d 5,7 m / s). For et lille antal isotoper ( 1 H, 7 Li, 48 Ti, 53 Mn, 62 Ni og andre) b < 0, U < 0 og der er ingen begrænsende hastighed. For v > v 0 er total refleksion kun mulig, hvis neutronhastighedskomponenten vinkelret på mediets grænse er v n < v 0 . Glidvinklen φ skal i dette tilfælde opfylde betingelsen:

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

hvor er den såkaldte kritiske vinkel. Med en stigning i neutronernes hastighed , og For eksempel, for termiske neutroner i kobber, v = 200 m/s; ; . Regnskab for absorption og spredning af neutroner i et medium fører til et komplekst brydningsindeks: ${\displaystyle \varphi _{cr))$ $n\rightarrow 1$ $\varphi _{cr}\rightarrow 0.$ ${\displaystyle (1-n)=3.3\cdot 10^{-6))$ $\varphi _{cr}=8,9'$

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

hvor er det effektive tværsnit af alle processer, der fører til neutroner, der forlader strålen, og er de reelle og imaginære dele af brydningsindekset. For ultrakolde neutroner , og deres refleksion ligner refleksionen af lys fra metaller. For stoffer med og neutronoptik er analog med lysoptik af dielektrikum. Især er indfalds- og brydningsvinklerne for en neutronstråle relateret til Snells brydningslov . $\alpha ^{2}={hN\sigma v \over {2\pi m}}$ $n'$ $n''$ $(v<v_{0})\quad n'<n''$ $b<0\quad n^{2}>1,$

Fordeling i felter

Regnskab for eksterne magnetiske felter og gravitationsfelter fører til et udtryk for brydningsindekset:

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

hvor ±-tegnene svarer til to mulige orienteringer af det neutronmagnetiske moment μ i forhold til den magnetiske induktionsvektor B (dvs. to mulige neutronpolariseringer), g er gravitationsaccelerationen, og H er højden. Et lignende udtryk beskriver brydningen af lys i et medium med et jævnt skiftende brydningsindeks ( refraktion ).

Af tvetydigheden af det tredje udtryk, som er følsomt over for polarisering af neutroner, følger det, at det ved at vælge et passende materiale til refleksion af spejle, et magnetfelt og en blikvinkel er muligt at skabe en enhed, hvor kun neutroner med én polarisation (−) oplever total refleksion. Sådanne enheder bruges som polarisatorer og neutronanalysatorer .

Indstillinger

Hvis neutroner kun interagerer med et magnetfelt, så:

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

I dette tilfælde skabes betingelser for neutroner med fuldstændig refleksion fra grænsen af det volumen, der indeholder magnetfeltet. I inhomogene felter er deformation af neutronstråler mulig. $v^{2}<{2\mu B \over {m}}$ $\mathrm {grad} \,B\neq 0$

Tvetydigheden af formlen betyder eksistensen i et magnetfelt af forskellige brydningsindekser for neutroner med forskellige polariseringer, hvilket svarer til lysets dobbeltbrydning . Det samme fænomen i neutronoptik kan observeres uden et magnetfelt i medier, der indeholder polariseret kerne- kerne-pseudomagnetisme . Dobbeltbrydning opstår, når den nukleare spredningsamplitude afhænger af retningen af neutronspin .

Lighed

Neutrondiffraktion ligner på mange måder røntgendiffraktion . Den største forskel skyldes det faktum, at neutroner er spredt af kerner og magnetiske intrakrystallinske felter . Dette letter studiet af den atomare struktur af krystaller i situationer, der er praktisk talt utilgængelige for røntgenstråler.

Noter

↑ Shirokov, 1972 , s. 501.

Litteratur

Shirokov Yu. M. , Yudin N. P. Kernefysik. - M. : Nauka, 1972. - 670 s.