1. Нейтроны, как и все электрически нейтральные частицы, нельзя ускорять и фокусировать электромагнитными полями. Такие частицы образуются только в результате ядерных реакций. Ниже описываются принципы действия некоторых нейтронных источников и приводятся для общей ориентировки некоторые их характеристики. Источники нейтронов можно разделить на три группы: 1) источники, в которых нейтроны создаются радиоактивными излучениями; 2) источники, в которых они создаются частицами, вылетающими из ускорителей; 3) ядерные реакторы. Во всех типах источников нейтроны, как правило, получаются быстрыми. Взаимодействие нейтронов с ядрами особенно интенсивно в случае медленных нейтронов (сечение взаимодействия пропорционально $1 / v$ ). Полученные в источниках нейтроны используются либо сразу, либо после предварительного замедления. Особое значение имеют источники тепловых нейтронов (с энергиями порядка $1 / 40$ эВ).
2. В так называемых $(\alpha, n)$-источниках $\alpha$-частицы от радиоактивного препарата облучают мишень, в результате чего и возникают нейтроны. Помимо энергии получающихся нейтронов, источник характеризуется выходом нейтронов и интенсивностъю. Выходом называется среднее число нейтронов, возникающих при одном акте взаимодействия $\alpha$-частицы с ядром мишени (или при активности $1 \mathrm{~K}$, т. е. при $3,7 \cdot 10^{10}$ $\alpha$-распадов). Интенсивность источника характеризуется числом нейтронов, возникающих при тех же условиях в одну секунду.
В самых первых источниках нейтронов использовалась реакция
\[
{ }_{4}^{9} \mathrm{Be}+\alpha \rightarrow{ }_{6}^{12} \mathrm{C}+\mathrm{n}+5,6 \mathrm{M} \text { В },
\]

на которой Боте и Беккером (см. § 92) впервые наблюдалось нейтронное излучение. Дальнейшие опыты показали, что нейтроны образуются также при бомбардировке $\alpha$-частицами изотопов элементов $\mathrm{Li}, \mathrm{B}, \mathrm{N}$, $\mathrm{F}, \mathrm{Na}, \mathrm{Mg}, \mathrm{Al}, \ldots$ Однако по интенсивности излучения реакция с бериллием значительно превосходит все остальные, поэтому эта реакция в течение долгого времени и использовалась при изготовлении источников нейтронов. Источник представляет собой герметическую ампулу, в которой помещена смесь порошка бериллия с $\alpha$-активным препаратом, например полонием-210, испускающим $\alpha$-частицы с энергией 5,298 МэВ. Альфа-частицы не могут проходить через стенки ампулы из-за их ничтожных пробегов. Нейтроны же, образующиеся в результате реакции (85.1), свободно выходят. Энергетический спектр нейтронов полоний-бериллиевого источника непрерывен и простирается примерно от 0,5 до $10 \mathrm{M}$ Э, интенсивность создаваемого нейтронного излучения около $0,8 \cdot 10^{-4}$ нейтронов в секунду на одну $\alpha$-частицу, испускаемую полонием ( $3 \cdot 10^{6}$ нейтронов в секунду на 1 Ки полония). Достоинством полоний-бериллиевого источника является незначительный фон нежелательного $\gamma$-излучения, недостатком – малый период полураспада (140 дней). В качестве источника $\alpha$-частиц наряду с полонием применяются также радий, радон, плутоний. Радий-бериллиевый источник характеризуется практически неограниченным сроком действия (период полураспада 1600 лет) и в шесть раз большей интенсивностью нейтронного излучения, но у него очень велик фон мешающего $\gamma$-излучения. Плутоний-бериллиевый источник характеризуется малым фоном $\gamma$-излучения, большим сроком службы (период полураспада $2,3 \cdot 10^{4}$ лет) и дает интенсивность около $0,46 \cdot 10^{-4}$ нейтронов в секунду на одну $\alpha$-частицу, испускаемую плутонием.

Альфа-частицы испускаются не только при радиоактивном $\alpha$-распаде материнского вещества, но и при $\alpha$-распаде всех его $\alpha$-активных дочерних продуктов. В равновесном состоянии $\alpha$-активность всех $\alpha$-излучателей одинакова. Но их способность к образованию нейтронов не одинакова. Она тем выше, чем меньше время жизни короткоживущих продуктов распада, так как такие продукты излучают более энергичные $\alpha$-частицы. Поэтому если источник содержал вначале, например, чистый радий, то по мере накопления $\alpha$-радиоактивных продуктов распада его способность излучать нейтроны возрастает в несколько раз и при насыщении стремится к постоянному пределу. Основной недостаток всех источников с использованием $\alpha$-частиц – большой разброс по энергиям вылетающих нейтронов.

Относительно монохроматические нейтроны с энергиями $0,1-1$ МэВ получают облучением $\gamma$-квантами ядер дейтерия и бериллия. При этом происходят реакции
\[
\gamma+\mathrm{d} \rightarrow \mathrm{p}+\mathrm{n}, \quad{ }_{4}^{9} \mathrm{Be}+\gamma \rightarrow{ }_{4}^{8} \mathrm{Be}+\mathrm{n} \rightarrow \alpha+\alpha+\mathrm{n},
\]

идущие с поглощением энергии. Гамма-кванты создаются каким-либо радиоактивным ядром $\left({ }_{11}^{24} \mathrm{Na},{ }_{31}^{72} \mathrm{Ga},{ }_{51}^{124} \mathrm{Sb}\right.$ и пр.). Энергия этих $\gamma$-квантов не превышает нескольких мегаэлектронвольт. Поэтому в качестве мишеней и используются только легкие ядра d и ${ }_{4}^{9} \mathrm{Be}$, так как у них энергия отделения нейтрона аномально низка $(2,23$ и 1,67 МэВ соответственно). Интенсивность $\gamma$-нейтронных источников примерно на два порядка ниже, чем $\alpha$-нейтронных. Зато $\gamma$-нейтронные источники дают более монохроматические нейтроны. Действительно, энергия $\gamma$-кванта $\mathscr{E}_{\gamma}=p_{\gamma} c$, а кинетическая энергия $\alpha$-частицы $\mathscr{E}_{\alpha}=p_{\alpha}^{2} / 2 m_{\alpha}$. Если эти энергии одинаковы, то
\[
p_{\gamma} c=\frac{p_{\alpha}^{2}}{2 m_{\alpha}},
\]

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

где $v_{\alpha}$ – скорость $\alpha$-частицы. Таким образом, при энергии несколько мегаэлектронвольт импульс $\gamma$-кванта примерно на два порядка меньше импульса $\alpha$-частицы той же энергии. С этим и связана большая монохроматичность $\gamma$-радиоактивных источников нейтронов по сравнению с $\alpha$-радиоактивными источниками. Комбинацией различных $\gamma$ излучателей либо с дейтерием, либо с бериллием и получают сравнительно монохроматические нейтроны с различными энергиями от 0,12 до 0,87 МэВ. Существенным недостатком этих источников наряду с низкой интенсивностью является высокий фон $\gamma$-излучения и малое время жизни (период полураспада от нескольких часов до нескольких десятков часов).

Альфа- и гамма-нейтронные источники находят применения в прикладных исследованиях (особенно в полевых условиях) как небольшие лабораторные источники нейтронов, а также для калибровки нейтронных детекторов.
3. Получение нейтронов с помощью ускорителей отличается от способа, изложенного выше, в том отношении, что вместо $\alpha$-частиц или $\gamma$ излучения естественных радиоактивных излучений применяются ускоренные заряженные частицы, при облучении которыми различных мишеней получаются нейтроны. Таким путем можно получать относительно моноэнергетические нейтроны самых разнообразных энергий. Дело в том, что при фиксированной энергии частиц в пучке и конкретном нейтронном канале реакции ${ }^{1}$ ) энергия получающегося нейтрона однозначно определяется углом его вылета и энергией реакции. Степень немоноэнергетичности образующихся нейтронов зависит от немонохроматичности исходного пучка заряженных частиц, их замедления в мишени и существования нескольких нейтронных каналов реакции. Для ослабления влияния этих факторов применяют тонкие мишени, в которых используемый нейтронный канал является единственным или по меньшей мере доминирующим.

В качестве бомбардирующих заряженных частиц обычно применяют протоны, дейтроны, $\alpha$-частицы и пр. Например, для получения монохроматических нейтронов низких энергий используются реакции $(\mathrm{p}, \mathrm{n})$, т. е. такие реакции, в которых ядро-мишень бомбардируется протонами, а в результате реакции возникают нейтрон и другое ядро. Наиболее часто применяется реакция
\[
{ }_{3}^{7} \mathrm{Li}+\mathrm{p} \rightarrow{ }_{4}^{7} \mathrm{Be}+\mathrm{n}-1,6 \mathrm{M} \text { Э },
\]

с помощью которой получаются моноэнергетические нейтроны с энергиями от 30 до 500 кэВ (в зависимости от энергии протонов). Удешевление производства трития сделало доступным использование реакции
\[
\mathrm{p}+\mathrm{t} \rightarrow{ }_{2}^{3} \mathrm{He}+\mathrm{n}-0,735 \mathrm{MэB},
\]

достоинством которой является не столько низкий порог, сколько отсутствие возбужденных состояний у ядра ${ }_{2}^{3} \mathrm{He}$. С помощью реакции (85.4) получают моноэнергетические нейтроны с энергиями от 0,06 до 3 МэВ. Недостатком реакции (85.4) является фон жесткого $\gamma$-излучения, возникающий за счет параллельно идущей реакции
\[
\mathrm{p}+\mathrm{t} \rightarrow \alpha+\gamma
\]

Ограничиваясь приведенными примерами, заметим только, что применяется много реакций, в которых, в частности, получаются нейтроны относительно высоких энергий.
4. Наиболее мощным источником нейтронов является ядерный реактор, принцип действия которого описывается в § 95. В современных исследовательских реакторах плотность потока нейтронов в активной зоне и замедлителе ориентировочно составляет $10^{15} \mathrm{c}^{-1} \cdot \mathrm{cm}^{-2}$. Спектр реакторных нейтронов, и в этом его недостаток, не моноэнергетичен,

1) Определение канала реакции дается в $\S 87$, п. 3 , а порога реакции – в $\S 88$, п. 2 .

а заполняет широкую непрерывную область энергий. Но суммарная интенсивность нейтронного потока настолько велика, что из него можно выделять сравнительно мощные пучки нейтронов с высокой степенью моноэнергетичности.

Мощным источником нейтронов может служить интенсивный протонный или дейтронный ускоритель, пучок которого направляется на мишень из тяжелых элементов, в которой происходит деление ядер.

Источниками нейтронов являются также и некоторые термоядерные реакции (см. § 98). Об использовании нейтронов в ядерной энергетике подробно говорится в $\S 95,98$.
5. Существенным недостатком всех источников дейтронов является сплошной спектр или низкая степень моноэнергетичности. Одна из причин этого – рассеяние нейтронов в самом источнике (а при высоких энергиях и обилие нейтронных каналов). Между тем для исследования взаимодействия нейтронов с ядрами крайне важно иметь нейтронные пучки высокой степени моноэнергетичности, чтобы, например, отделить друг от друга узкие и частые резонансы в сечениях взаимодействия нейтронов с ядрами. Для выделения из непрерывного спектра источников монохроматических пучков применяются разные методы, основанные на том, что нейтроны различных энергий обладают и различными скоростями.

Один из таких методов применяется тогда, когда источник немоноэнергетических нейтронов импульсный. Нейтроны от такого источника летят в трубе длиной в сотни метров. За время полета нейтронный сгусток разделяется по скоростям. В конце трубы ставится заслонка (прерыватель), синхронно открывающаяся лишь в моменты пролета нейтронов определенной скорости. В результате из трубы выходят почти моноэнергетические нейтроны, энергия которых заключена в узких пределах.

Другой монохроматор нейтронов, в принципе, действует так же, как и монохроматор для атомных пучков, описанный в $\S 18$ (п. 8, рис. 37). Для него вращающиеся диски должны быть изготовлены из материала, непроницаемого для нейтронов (например, из кадмия, задерживающего тепловые нейтроны, или из специальных сплавов для задержания нейтронов, имеющих другие скорости). Как и предыдущий монохроматор, этот монохроматор является механическим. Механические монохроматоры эффективны для получения нейтронов с энергиями от тысячных долей до нескольких электронвольт.
6. В заключение коротко остановимся на получении других нейтральных 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 также нейтрино и антинейтрино всех сортов: $
u_{\mathrm{e}}, \bar{
u}_{\mathrm{e}},
u_{\mu}, \bar{
u}_{\mu}$, $
u_{\tau}, \bar{
u}_{\tau}$, которые участвуют только в слабых взаимодействиях. Сильновзаимодействующие частицы в заметных количествах возникают при бомбардировке мишени пучком заряженных частиц из ускорителя очень высокой энергии. Из-за релятивистских эффектов подавляющая часть всех возникающих частиц летит вперед. Пучок заряженных частиц можно отклонить сильным магнитным полем и таким образом выделить пучок, состоящий из разных нейтральных частиц различной энергии. При энергиях первичного пучка до $700-800$ МэВ в основном образуются нейтроны. При энергиях выше нескольких гигаэлектронвольт появляются нейтральные каоны и нейтральные гипероны и т. д. Нейтральные пионы образовать пучка не могут из-за слишком короткого времени жизни $\left(0,75 \cdot 10^{-16} \mathrm{c}\right)$.

Нейтрино и антинейтрино подвержены только слабым взаимодействиям, а потому при столкновениях любых частиц с любыми мишенями рождаются в ничтожных количествах. Эти частицы рождаются при распадах. При $\beta^{-}$-распаде рождается электронное антинейтрино $\bar{
u}_{\mathrm{e}}$, при $\beta^{+}$-распаде – электронное нейтрино $
u_{\mathrm{e}}$. Мощным источником электронных антинейтрино является ядерный реактор, электронного нейтрино – Солнце. Мюонные нейтрино $
u_{\mu}$ и антинейтрино $\bar{
u}_{\mu}$ возникают в современных протонных ускорителях: при столкновении первичного пучка с мишенью сначала возникают заряженные пионы, а затем идут следующие превращения:
\[
\pi^{+} \rightarrow \mu^{+}+
u_{\mu}, \quad \pi^{-} \rightarrow \mu^{-}+\bar{
u}_{\mu} .
\]

Из-за закона сохранения импульса при релятивистских скоростях все продукты распада в виде пучков летят в основном вперед. Если на пути пучков поставить достаточно толстую бетонную или железную стену, то все частицы будут поглощены, за исключением $
u_{\mu}$ и $\bar{
u}_{\mu}$, которые беспрепятственно пройдут через нее (см. также $\S 74$ ).