1. Нейтроны, как и все әлектрически нейтральные частицы, нельзя ускорять и фокусировать электромагшитными полями. Такие частицы образуются только в результате ядерных реакдий. Ниже описываются прицңипы действия пекоторых пейтронных источников и приводятея для общей ориентировки пекоторые их характеристики. Источпики нейтронов можно разделить па три группы: 1) источпики, в которых нейтропы создаются радиоативными излученнями; 2) источники, в которых они создаются частицами, вылетающими из ускоритетей; 3) ядерные реакторы. Во всех типах источников нейтроны, как правило, нолучаются быстрыми. Взаимодействие нейтронов с ядрами особенно иптенсивно в случае медленных нейтропов (сечение взаимодействия пропорционально $1 / v$ ). Получепные в источпиках нейтроиы используются либо сразу, либо после предваритедыного замедления. Особое значепие имеют источники тепловых нейтронов (с энергиями порядка $1 / 40$ әВ).
2. В так называемых $(\alpha, n)$-источниках $\alpha$-частицы от радиоактивного препарата облучают мищень, в результате чего и возникают нейтроны. Помимо энергии получающихся нейтронов, источник характеризуется выходом нейтронов и интенсивностью. Выходом пазываетсғ среднее тисло нейтропов, возникающих при одном акте взаимодействия $\alpha$-частицы с ядром мишени (или при активности $1 \mathrm{Ku}$, т. е. при $3,7 \cdot 10^{10} \alpha$-распадов. Интепсивпость источника характеризуется числом неӥтронов, возникающих при тех же усповиях в одпу секупду.
$B$ самых перных источпиах пейтропов использовалась реакция
\[
{ }_{4}^{9} \mathrm{Be}+\alpha \rightarrow{ }_{6}^{12} \mathrm{C}+\mathrm{n}+5,6 \mathrm{M} \text { эB, }
\]

па которой Боте и Беккером (см. § 92) впервые наблюдалось пейтропше излучепие. Дальнейшие опыты показали, что пейтроны образуются также при бомбардировке $\alpha$-частшцами изотопов элементов $\mathrm{Li}, \mathrm{B}, \mathrm{N}, \mathrm{F}, \mathrm{Na}, \mathrm{Mg}, \mathrm{Al}, \ldots$ Однапо по интепсивности излучения реакция с бериллием значительно превосходит все осталыные, поэтому эта реакция в течение долгого времени и использовалась при изготовлении источников нейтропов. Источник представляет собой герметическую ампулу, в которой помещена смесь порошка бериллия с $\alpha$-активпым препаратом, папример полопием-210, испускающим $\alpha$-частицы с эшергией $5.298 \mathrm{M} B$. Альфа-тастицы не могут проходить через стеніи ампулы из-за их пичтожиых пробегов. Нейтроны же, обравующиеся в результате реакции (85.1), свободіо выходят. Эпергетический спектр пейтронов полоий̈-берилтиевого псточика пепрерынет и простирается примерно от 0,5 до 10 МоВ, пнтенсивпость создаваемого нейтропного излучения около $0,8 \cdot 10^{-4}$ пейтронов в секунду па одну $\alpha$-частпцу, пспускасмую полопием (3. $10^{6}$ нейтрошов в секупду на $1 \mathrm{~K}$ и полоия). Достопнством полоний-бериллиевэго псточиика является незпачительый фон пежелательного $\gamma$-излучения, недостатком – малый период полураспада (140 дней). В качестве источника $\alpha$-частиц паряду с полонием применяются такне радий, радон, плутоий. Радийберилиевый псточпи характеризуется практически неограпичениы сроком действия (период полураспада 1600 тет) и в песть раз больней питепсивностью нейтропного изтучения, по у пего отепь велик фон мепающего $\gamma$-пзлучения. Плутонийлајериллиевый источник характеризуется малым фоном $\gamma$-излучения, больпим сроком службы (период полураспада $2,3 \cdot 10^{4}$ лет) и дает пнтепсивность около $0,46 \cdot 10^{-4}$ нейтронов в секупду на одну $\alpha$-частнцу, испускаемую плутонием.

Альфа-частшы испускаются не только прп радиоактивном $\alpha$-распаде материнского вещества, по и при $\alpha$-расладе всех его $\alpha$-активных дочерних продуктов. В равновесном состоянии $\alpha$-активность всех $\alpha$-излучателей одинакова. Но их способяость к образованию нейтронов не одинакова. Она тем выше, чем меньше время жизни короткоживущих продуктов распада, так как такие продукты излучают более энергічные $\alpha$-частицы. Поэтому если источник содержал вначале, например, чистый радиї, то по мере накопления $\alpha$-радноактивнх продуктов распада его способность излучать нейтроны возрастает в несколько раз и при насыщении стремитея к постоянному пределу. Основной недостаток всех псточников с пспользованием $\alpha$-частиц – большой рази́рос по энергпям вылетающих нейтронов.

Относительно монохроматнчесние пейтроны с эпергияии 0,1 – 1 МэВ получают облучеппем $\gamma$-кватали ядер дейтерия и бериллия. Іри этом происходит реакции
\[
\gamma+\mathrm{d} \rightarrow \mathrm{p}+\mathrm{n}, \quad{ }_{4}^{9} \mathrm{Be}+\gamma \rightarrow{ }_{4}^{8} \mathrm{Be}+\mathrm{n} \rightarrow \alpha+\alpha+\mathrm{n},
\]

пдущие с поглощением эпергии. Гама-квапты создаются каким-либо радиоактивным ядром ( ${ }_{11}^{24} \mathrm{Na},{ }_{31}^{72} \mathrm{Ga},{ }_{51}^{124} \mathrm{Sb}$ п пр.). Энергил этих $\gamma$-квантов не шровышает пескольких мегаэлектронвольт. Поэтому в качестве мшеней и используются только легкие ядра $\mathrm{d}$ и ${ }_{4}^{9} \mathrm{Be}$, так как у них энергия отделения пейтроца апомально пизка ( 2,23 и $1,67 \mathrm{H}$ В соответственио). Интепсивность $\gamma$-нейтропны источиков прмиерно на два порядка пиже, чем $\alpha$-нейтропих. Зато $\gamma$-пейтронные шсточники дают более монохроматические нейтроны. Действительно, эпергия $\gamma$-кванта $\mathscr{E}_{\gamma}=p_{\gamma} c$, а кинетичская элергия $\alpha$-частицы $\mathscr{E}_{\alpha}=p_{\alpha}^{2} / 2 m_{\alpha}$. Если эти энергии одипаковы, то
\[
p_{\gamma} c=p_{\alpha}^{2} / 2 m_{\alpha},
\]

откуда
\[
p_{\gamma} / p_{\alpha}=p_{\alpha} / 2 m_{\alpha} c=v_{\alpha} / 2 c,
\]

где $v_{\alpha}$ – скорость $\alpha$-частицы. Таким образом, при энергии песколько мегаэлектронвольт импульс $\gamma$-квапта примерно на два порядка меньше импульса $\alpha$-частицы той же энергии. С этим и связапа больная монохроматичность $\gamma$-радиоактивных источников нейтронов по сравпению с $\alpha$-радиоактившымп источниками. Комбипацией различных $\gamma$-излучателей либо с дейтерием, лио́о с бернллием и получают сравнительно мопохроматические нейтропы с различными өнергиями от 0,12 до 0,87 МәВ. Существенным педостатком әтих источников наряду с низкой интенсивностью является высокий фон $\gamma$-излучения п малое время жизни (период полураспада от нескольких часов до несколькх десятков часов).

Альфа- и гамма-нейтронные источники находят применения в прикладных исследованиях (осөбенно в полевых условиях) как небольшие лабораторные источники нейтронов, а такжө для калибровки нейтронных детекторов.
3. Получениө нейтронов с помощью ускорителей отличается от способа, изложенного выше, в том отношении, что вместо $\alpha$-частид или $\gamma$-излучения естественных радиоактивных излучөний примепяются ускорениые зарлжепные частицы, при облучепши которымп разлччых мишеней получаются нейтрошы. Таким путем можпо получать относптельно моноэноргетпческия пеӥтропы самых разнообразных энергий. Дело в том, что при фшғсировапной эпергии частиц в пуче и копретном пейтроппом канале реањции *) энергия по.тучающегося нейтрона одпозиачо определяется утлом его вылета и эиергией реапци. Стенень пемоноэнергетічпости образующихся пеїтронов завпсит от пемопохроматичности псходного пуча заряженых частиц, пх замедлепия в мишени п существовапи песлопьки псйтронных каналов реакцип. Для ослабления влпяния әтих факторов применяют топкие мшшени, в которых пспользуемый нейтроппый капал является единственпым пли по мепьшей мере доминирующим.
$B$ качестве бомбардирующих заряженшы тастиц обычно применяют протопы, дейтропы, $\alpha$-частицы п пр. Например, для логучения монохроматически пейтропов пизких эпергий используются реакции ( $p, n$ ), т. е. такие реакцип, в которых ядроминепь бомбардируется протонами, а в результате реацци возреагция
\[
{ }_{3}^{7} \mathrm{Li}+\mathrm{p} \rightarrow{ }_{4}^{7} \mathrm{Be}+\mathrm{n}-1,6 \mathrm{MoB},
\]

с помошцю которої получаются мопоэнергетическше пейтроны с эпернияи от 30 до 500 кв (в зависпмости от энергии протопов). Уденевлепие пропзводства трития сделало доступшым иснойзовапие реакции
\[
\mathrm{p}+\mathrm{t} \rightarrow{ }_{2}^{:} \mathrm{Le}+\mathrm{n}-0,735 \mathrm{MэB},
\]

достоинством эоторой является пе столько пизиий порог*), сколыко отсутствие возбужденых состояпий у ядра ${ }_{2}^{3} \mathrm{He}$. C помощью реакци (85.4) потучалот мопоэнергетические пейтроны с эпергиями от 0,06 до 3 МэВ. Недостатком реакции (85.4) явтяется фоп жесткого $\gamma$-пзлучения, возпикащиї за счет паралметьно идупей реакции
\[
p+t \rightarrow \alpha+\gamma .
\]

Ограничваясь приведеныиы примерами, замстим тольк, что применяется мпого реакциї, в которых, в частностп, получаются пейтроны относптельно высоких энергий.
1. Наиболее мощным источиком пейтропов является ядерпый реагтор, принцип действия готорого описывается в § 95 . В современных исследовательских реакторах плотность потока пейтропов в активной зоне и замедлптеле ориептировочно сос-
*) Определепие канала реакции дастся в § 87, пункт 3 , а порога реакции – в § 88 , пушкт 2.

тавляет $10^{15} \mathrm{c}^{-1} \cdot$ см $^{-2}$. Спектр реакторных нейтропов, и в этом его недостаток, не моноэнергетичен, а заполняет широкую непрерывпую область эпергий. Но суммарная интенсивпость пейтропного потока настолько велика, что из него можно выделять сравнителыю мощиые нучки нейтронов с высокой степенью моноэпергетичности.

Мощиым истощником нейтропов может служить иптенсивный протонный или дейтронный ускоритель, пучок которого паправдяется на мищень из тяжелых әлементов, в ноторой пропсходит делепие ядер.

Источниками нейтронов являются также и некоторые термоядерные реакции (см. § 98). Об использовании нейтронов в ядерной әнергетике подробно говорится в $\S 95,98$.
5. Существениы педостатком всех источников пейтропов является сплошной спектр или низкая степень моноэнергетичности. Одна из причин этого – рассеянне нейтронов в самом источнике (а прп высоких энергиях и обилие нейтронных каналов). Между тем для исследования взаимодействия нейтроцов с ядрами крайне ваяно иметь пейтропные пучки высокой степени моноэнергетичности, чтобы, например, отделить друг от друга узкие и частые резонапсы в сечениях взаимодействия нейтронов с ядрами. Для выделения из непрерывного спектра источников монохроматических пучков применяются разные методы, основанные па том, что пейтроны различпых эшергий обладают и разлитными скоростями.

Один из таких методов примепяется тогда, когда источпик немоноэнергетических пейтропов импульспый. Нейтроны от такого источника летят в трубе длиной в сотни метров. За время полета нейтроний сгусток разделяется по скоростям. В кощце трубы ставится заслонка (прерыватель), сипхронно открывающаяся лишь в моменты пролета нейтронов определенпой скорости. В результате из трубы выходят почти моноэнергетические нейтроны, энергия которых заключена в узких пределах.

Другой монохроматор нейтропов, в принципе, действует так же, как и монохроматор для атомных пучков, описанпый в § 18 (нушкт 8, рис. 37). Для пего вращающиеся диски должны быть изготовлены из материала, непроницаемого для пейтронов (например, из кадмия, задерживающего тепловые нейтроны, пли из специальных сплавов для задержания нейтронов, имеющих другие скорости). Как и предыдущий монохроматор, этот монохроматор является мехапическим. Механические монохроматоры әффективны для получения нейтронов с энергиями от тысячаых долей до нескольких электронвольт.
6. В заключепие коротко остановимся на получении других нейтралыных частиц. К ним относятся прежде всего нейтральные частицы, участвующие в сильных взаимодействиях: $\pi^{0}, \eta$, $\mathrm{K}^{0}, \overline{\mathrm{K}}^{0}, \Lambda, \Sigma^{0}, \overline{\mathrm{n}}, \bar{\Lambda}, \bar{\Sigma}^{0}$ и пр., а гакже нейтрино п антинейтрино всех сортов: $v_{\mathrm{e}}, \bar{v}_{\mathrm{e}}, v_{\mu}, \bar{v}_{\mu}, v_{\tau}, \bar{v}_{\tau}$, которые утаствуют только стабых взаимодействиях. Сильновваимодействующие частицы в заметных количествах возникают при бомбардировке мишевп пучком заряжепных частиц из ускорителя очешь высокой энергии. Из-за релятивистских эффектов подавляющая часть всех возшикающих частиц летит вперед. Пучок заряжепны частид можно отклонить сильным магнитным полем и таким образом выделить пучок, состоящий из разных нейтралыпых частиц различпой энергии. При энергиях первичного пучка до 700 800 МэВ в основном образуются нейтроны. При эпергиях выше нескольких гигаәлектронвольт появляются нейтральшые каоны и пейтральные гипероны и т. д. Нейтральпе пиопы образовать пучка пе могут из-за слишком короткого времени жизни $\left(0,75 \cdot 10^{-16} \mathrm{c}\right)$.

Нейтрино и аптинейтрино подверякепы только слабым взаимодействиям, а потому при столкновениях любых тастиц с любыми мишенями рондаются в пичтожных количествах. Эти тастицы рождаются при распадах. При $\beta^{-}$-распаде рождается электронпое антинейтрино $\bar{v}_{\mathrm{e}}$, при $\beta^{+}$-распаде – электронпов пейтрино $v_{\mathrm{e}}$. Мощиым источииком әлектропных антинейтрипо является ядерный реактор, электронюго нейтрино – Солшце. Мооппые нейтрипо $v_{\mu}$ и антинейтрино $\bar{v}_{\mu}$ возпикают в современных протонных ускорителях: при столкновепии первичного пучка с мишенью сначала возникают заряженные пионы, а затем идут следующие превращения:
\[
\pi^{+} \rightarrow \mu^{+}+v_{\mu}, \quad \pi^{-} \rightarrow \mu^{-}+\overline{v_{\mu}} .
\]

Из-за закона сохранения импульса при релятивистских скоростях все продукты распада в виде пучков летят в основпом вперед. Если на пути пучков поставить достаточно толстую бетонпую или яелезную стену, то все частицы будут поглощены, за псключепием $v_{k}$ и $\bar{v}_{\mu}$, которые беспрепятственио пройдут через нее (см. также § 74 ).