Neutronioptiikka

Neutronioptiikka on neutronifysiikan osa , joka tutkii hitaiden neutronien vuorovaikutusta väliaineen sekä sähkömagneettisten ja gravitaatiokenttien kanssa .

Fysiikka

Jakelu ympäristössä

Olosuhteissa, joissa neutronin de Broglien aallonpituus ( m on neutronin massa, v on sen nopeus) on verrattavissa atomien välisiin etäisyyksiin cm tai enemmän, fotonien ja neutronien etenemisen välillä väliaineessa on jonkin verran analogiaa [1] . Neutronioptiikassa, kuten myös valooptiikassa, on useita ilmiötyyppejä, jotka kuvataan joko säteen approksimaatiossa ( neutronisäteen taittuminen ja heijastus kahden väliaineen rajalla) tai aaltoapproksimaatiossa ( diffraktio jaksollisissa rakenteissa ja yksittäisissä osissa) epähomogeenisuus). Valon Raman-sironta vastaa joustamatonta neutronien sirontaa; Valon ympyräpolarisaatiota voidaan verrata (ensimmäisessä approksimaatiossa) neutronien polarisaatioon. Neutronien ja fotonien välistä analogiaa vahvistaa niiden sähkövarauksen puute . Toisin kuin sähkömagneettisen kentän kvantit, liikkuessaan väliaineessa neutronit ovat pääasiassa vuorovaikutuksessa atomiytimien kanssa , niillä on magneettinen momentti ja massa . Termisten neutronien etenemisnopeus on 10 5 - 10 6 kertaa pienempi kuin saman aallonpituuden fotoneilla. Erityisesti lämpöneutronien keskimääräinen nopeus T = 300 K (huoneenlämpötilassa) on 2200 m/s. $\lambda ={h \over {mv))$ $10^{{-8}}$

Neutronien taitekerroin n tyhjiö -väliainerajapinnassa on:

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

missä λ 1 ja v 1 ovat neutronin aallonpituus ja nopeus väliaineessa, λ ja v ovat tyhjiössä. Jos otamme käyttöön neutronin ja ytimien vuorovaikutuksen potentiaalisen U keskiarvona aineen tilavuudesta, neutronin kineettinen energia väliaineessa on yhtä suuri: ${\mathcal {E}}_{1}$

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

missä on neutronin kineettinen energia tyhjiössä. Potentiaali U liittyy väliaineen ominaisuuksiin: ${\mathcal {E}}$

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

missä N on ytimien lukumäärä tilavuusyksikköä kohti, b on ytimien neutronien sironnan koherentti pituus . Täältä:

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}}},

missä määrää kutsutaan rajanopeudeksi. Suurimmalle osalle ytimistä b > 0; siksi neutroneilla, joilla on väliaine, on ja ne eivät voi tunkeutua väliaineeseen. Tällaiset neutronit kokevat täydellisen sisäisen heijastuksen pinnaltaan ( ultrakylmät neutronit ). Tässä tapauksessa on mahdollista luoda astia neutronien pitkäaikaista varastointia varten. Elinaika vapaassa tilassa: 885,7 ± 0,8 sekuntia ( puoliintumisaika - 614 sekuntia) $v_{0}={\frac {h}{m}}{\sqrt {\frac {Nb}{\pi }}}$ $U>0,\,{\mathcal {E}}<{\mathcal {E}}_{1},\,n<1.$ ${\displaystyle v<v_{0))$ ${\mathcal {E}}<U$

Useimmille aineille v 0 on luokkaa useita m/s (esimerkiksi kuparilla v 0 \u003d 5,7 m/s). Pienelle määrälle isotooppeja ( 1 H, 7 Li, 48 Ti, 53 Mn, 62 Ni ja muut) b < 0, U < 0, eikä nopeutta ole rajoitettu. Arvolla v > v 0 kokonaisheijastus on mahdollista vain, jos väliaineen rajaan nähden normaali neutroninopeuskomponentti on v n < v 0 . Liukukulman φ on tässä tapauksessa täytettävä ehto:

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

missä on niin sanottu kriittinen kulma. Neutronien nopeuden kasvaessa ja Esimerkiksi kuparin lämpöneutronien v = 200 m/s; ; . Neutronien absorption ja sironnan huomioon ottaminen väliaineessa johtaa monimutkaiseen taitekerroin: ${\displaystyle \varphi _{cr))$ $n\rightarrow 1$ $\varphi _{cr}\rightarrow 0.$ ${\displaystyle (1-n)=3,3\cdot 10^{-6))$ $\varphi _{cr}=8,9'$

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

missä on kaikkien prosessien tehollinen poikkileikkaus , jotka johtavat neutronien poistumiseen säteestä, ja ovat taitekertoimen todellinen ja kuvitteellinen osa. Ultrakylmille neutroneille , ja niiden heijastus on samanlainen kuin valon heijastus metalleista. Aineille, joissa on ja neutronioptiikka on analoginen eristeiden valooptiikan kanssa. Erityisesti neutronisäteen tulo- ja taittumiskulmat liittyvät Snellin taittumislain mukaan . $\alpha ^{2}={hN\sigma v \over {2\pi m))$ $n'$ $n''$ $(v<v_{0})\quad n'<n''$ $b<0\quad n^{2}>1,$

Jakauma kentillä

Ulkoisten magneetti- ja gravitaatiokenttien huomioiminen johtaa taitekertoimen lausekkeeseen:

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

jossa ±-merkit vastaavat kahta mahdollista neutronimagneettisen momentin μ suuntausta suhteessa magneettiseen induktiovektoriin B (eli kaksi mahdollista neutronipolarisaatiota), g on painovoimakiihtyvyys ja H on korkeus. Samanlainen ilmaisu kuvaa valon taittumista väliaineessa, jonka taitekerroin muuttuu tasaisesti ( refraktio ).

Kolmannen termin, joka on herkkä neutronien polarisaatiolle, moniselitteisyydestä seuraa, että valitsemalla sopiva materiaali peilien heijastukselle, magneettikentällä ja katsekulmalla on mahdollista luoda laite, jossa vain yhden polarisaation (-) neutronit kokevat täydellisen heijastuksen. Tällaisia laitteita käytetään polarisaattoreina ja neutronianalysaattoreina .

Vaihtoehdot

Jos neutronit ovat vuorovaikutuksessa vain magneettikentän kanssa, niin:

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

Tässä tapauksessa luodaan olosuhteet neutroneille, jotka heijastavat täydellisesti magneettikentän sisältävän tilavuuden rajalta. Epähomogeenisissa kentissä neutronisäteiden muodonmuutos on mahdollista. $v^{2}<{2\mu B \over {m}}$ $\mathrm {grad} \,B\neq 0$

Kaavan moniselitteisyys tarkoittaa eri taitekertoimien olemassaoloa magneettikentässä eri polarisaatioiden omaaville neutroneille, mikä on samanlaista kuin valon kahtaistaittavuus . Sama ilmiö neutronioptiikassa voidaan havaita ilman magneettikenttää väliaineissa, jotka sisältävät polarisoitunutta ydin- ydin-pseudomagnetismia . Kahtaistaitetta esiintyy, kun ydinsirontaamplitudi riippuu neutronin spinin suunnasta.

Samankaltaisuus

Neutronidiffraktio on monella tapaa samanlainen kuin röntgendiffraktio . Suurin ero johtuu siitä, että neutronit ovat hajallaan ytimien ja magneettisten intrakiteisten kenttien avulla . Tämä helpottaa kiteiden atomirakenteen tutkimista tilanteissa, joihin röntgensäteet eivät käytännössä pääse käsiksi.

Muistiinpanot

↑ Shirokov, 1972 , s. 501.

Kirjallisuus

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