Другие квантовые числа нейтрона . По своим свойствам Н. очень близок протону: n и р имеют почти равные массы, один и тот же спин, способны взаимно превращаться друг в друга, например в процессах бета-распада ; они одинаковым образом проявляют себя в процессах, вызванных сильным взаимодействие , в частности ядерные силы , действующие между парами р—р, n—p и n—n, одинаковы (если частицы находятся соответственно в одинаковых состояниях). Такое глубокое сходство позволяет рассматривать Н. и протон как одну частицу — нуклон, которая может находиться в двух разных состояниях, отличающихся электрическим зарядом Q. Нуклон в состоянии с Q = + 1 есть протон, с Q = 0 — Н. Соответственно, нуклону приписывается (по аналогии с обычным спином) некоторая внутренняя характеристика — изотонический спин I , равный ¹ /₂ , «проекция» которого может принимать (согласно общим правилам квантовой механики) 2I + 1 = 2 значения: + ¹ /₂ и —¹ /₂ . Т. о., n и р образуют изотопический дублет (см. Изотопическая инвариантность ): нуклон в состоянии с проекцией изотопического спина на ось квантования + ¹ /₂ является протоном, а с проекцией —¹ /₂ — Н. Как компоненты изотопического дублета, Н. и протон, согласно современной систематике элементарных частиц, имеют одинаковые квантовые числа: барионный заряд В =+ 1, лептонный заряд L = 0, странность S = 0 и положительную внутреннюю чётность . Изотопический дублет нуклонов входит в состав более широкой группы «похожих» частиц — так называемый октет барионов с J = ¹ /₂ , В = 1 и положительной внутренней чётностью; помимо n и р в эту группу входят L^- , S^± -, S -, X^- -, X - гипероны , отличающиеся от n и р странностью (см. Элементарные частицы ).

  Магнитный дипольный момент нейтрона, определённый из экспериментов по ядерному магнитному резонансу, равен:

  m_n = — (1,91315 ± 0,00007) m_я ,

где m_я =5,05×10^-24 эрг/гс — ядерный магнетон. Частица со спином ¹ /₂ , описываемая Дирака уравнением , должна обладать магнитным моментом, равным одному магнетону, если она заряжена, и нулевым, если не заряжена. Наличие магнитного момента у Н., так же как аномальная величина магнитного момента протона (m_р = 2,79m_я ), указывает на то, что эти частицы имеют сложную внутреннюю структуру, т. е. внутри них существуют электрические токи, создающие дополнительный «аномальный» магнитный момент протона 1,79m_я и приблизительно равный ему по величине и противоположный по знаку магнитный момент Н. (—1,9m_я ) (см. ниже).

  Электрический дипольный момент. С теоретической точки зрения, электрический дипольный момент d любой элементарной частицы должен быть равен нулю, если взаимодействия элементарных частиц инвариантны относительно обращения времени (Т-инвариантность). Поиски электрического дипольного момента у элементарных частиц являются одной из проверок этого фундаментального положения теории, и из всех элементарных частиц, Н. — наиболее удобная частица для таких поисков. Опыты по методу магнитного резонанса на пучке холодных Н. показали, что d_n < 10^-23 см·e. Это означает, что сильное, электромагнитное и слабое взаимодействия с большой точностью Т -инвариантны.

  Взаимодействия нейтронов

  Н. участвуют во всех известных взаимодействиях элементарных частиц — сильном, электромагнитном, слабом и гравитационном.

  Сильное взаимодействие нейтронов . Н. и протон участвуют в сильных взаимодействиях как компоненты единого изотопического дублета нуклонов. Изотопическая инвариантность сильных взаимодействий приводит к определённой связи между характеристиками различных процессов с участием Н. и протона, например эффективные сечения рассеяния p⁺ -мезона на протоне и p^- -мезона на Н. равны, так как системы p⁺ р и p^- n имеют одинаковый изотопический спин I = ³ /₂ и отличаются лишь значениями проекции изотопического спина I₃ (I ₃ = + ³ /₂ в первом и I ₃ = — ³ /₂ во втором случаях), одинаковы сечения рассеяния К⁺ на протоне и К°на Н, и т.п. Справедливость такого рода соотношений экспериментально проверена в большом числе опытов на ускорителях высокой энергии. [Ввиду отсутствия мишеней, состоящих из Н., данные о взаимодействии с Н. различных нестабильных частиц извлекаются главным образом из экспериментов по рассеянию этих частиц на дейтроне (d) — простейшем ядре, содержащем Н.]

  При низких энергиях реальные взаимодействия Н. и протонов с заряженными частицами и атомными ядрами сильно различаются из-за наличия у протона электрического заряда, обусловливающего существование дальнодействующих кулоновских сил между протоном и др. заряженными частицами на таких расстояниях, на которых короткодействующие ядерные силы практически отсутствуют. Если энергия столкновения протона с протоном или атомным ядром ниже высоты кулоновского барьера (которая для тяжелых ядер порядка 15 Мэв ), рассеяние протона происходит в основном за счёт сил электростатического отталкивания, не позволяющих частицам сблизиться до расстояний порядка радиуса действия ядерных сил. Отсутствие у Н. электрического заряда позволяет ему проникать через электронные оболочки атомов и свободно приближаться к атомным ядрам. Именно это обусловливает уникальную способность Н. сравнительно малых энергий вызывать различные ядерные реакции, в том числе реакцию деления тяжёлых ядер. О методах и результатах исследований взаимодействия Н. с ядрами см. в статьях Медленные нейтроны , Нейтронная спектроскопия , Ядра атомного деление , Рассеяние медленных Н. на протонах при энергиях вплоть до 15 Мэв сферически симметрично в системе центра инерции. Это указывает на то, что рассеяние определяется взаимодействием n — р в состоянии относительного движения с орбитальным моментом количества движения l = 0 (так называемая S -волна). Рассеяние в S -cocтоянии является специфически квантовомеханическим явлением, не имеющим аналога в классической механике. Оно превалирует над рассеянием в др. состояниях, когда де-бройлевская длина волны Н.

порядка или больше радиуса действия ядерных сил (

эта особенность рассеяния Н. на протонах при таких энергиях непосредственно даёт сведения о порядке величины радиуса действия ядерных сил. Теоретическое рассмотрение показывает, что рассеяние в S -cocтоянии слабо зависит от детальной формы потенциала взаимодействия и с хорошей точностью описывается двумя параметрами: эффективным радиусом потенциала r и так называемой длиной рассеяния а . Фактически для описания рассеяния n — р число параметров вдвое больше, так как система np может находиться в двух состояниях, обладающих различными значениями полного спина: J = 1 (триплетное состояние) и J = 0 (синглетное состояние). Опыт показывает, что длины рассеяния Н. протоном и эффективные радиусы взаимодействия в синглетном и триплетном состояниях различны, т. е. ядерные силы зависят от суммарного спина частиц, Из экспериментов следует также, что связанное состояние системы np (ядро дейтерия) может существовать лишь при суммарном спине 1, в то время как в синглетном состоянии величина ядерных сил недостаточна для образования связанного состояния Н. — протон. Длина ядерного рассеяния в синглетном состоянии, определённая из опытов по рассеянию протонов на протонах (два протона в S -cocтоянии, согласно Паули принципу , могут находиться только в состоянии с нулевым суммарным спином), равна длине рассеяния n—p в синглетном состоянии. Это согласуется с изотопической инвариантностью сильных взаимодействий. Отсутствие связанной системы пр в синглетном состоянии и изотопическая инвариантность ядерных сил приводят к выводу, что не может существовать связанной системы двух Н. — так называемый бинейтрон (аналогично протонам, два Н. в S -cocтоянии должны иметь суммарный спин, равный нулю). Прямых опытов по рассеянию n—n не проводилось ввиду отсутствия нейтронных мишеней, однако, косвенные данные (свойства ядер) и более непосредственные — изучение реакций ³ H + ³ H ® ⁴ He + 2n, p^- + d ® 2n + g — согласуются с гипотезой изотопической инвариантности ядерных сил и отсутствием бинейтрона. [Если бы существовал бинейтрон, то в этих реакциях наблюдались бы при вполне определенных значениях энергии пики в энергетических распределениях соответственно a-частиц (ядер ⁴ He) и g-квантов.] Хотя ядерное взаимодействие в синглетном состоянии недостаточно велико, чтобы образовать бинейтрон, это не исключает возможности образования связанной системы, состоящей из большого числа одних только Н. — нейтронных ядер. Этот вопрос требует дальнейшего теоретического и экспериментального изучения. Попытки обнаружить на опыте ядра из трёх-четырёх Н., а также ядра ⁴ H, ⁵ H, ⁶ H не дали пока положительного результата, Несмотря на отсутствие последовательной теории сильных взаимодействий, на основе ряда существующих представлении можно качественно понять некоторые закономерности сильных взаимодействий и структуры Н. Согласно этим представлениям, сильное взаимодействие между Н. и др. адронами (например, протоном) осуществляется путём обмена виртуальными адронами (см. Виртуальные частицы ) — p-мезонами, r-мезонами и др. Такая картина взаимодействия объясняет короткодействующий характер ядерных сил, радиус которых определяется комптоновской длиной волны самого лёгкого адрона — p-мезона (равной 1,4×10^-13 см ). Вместе с тем она указывает на возможность виртуального превращения Н. в др. адроны, например процесс испускания и поглощения p-мезона: n ® p + p^- ® n. Известная из опыта интенсивность сильных взаимодействий такова, что Н. подавляющее время должен проводить в подобного рода «диссоциированных» состояниях, находясь как бы в «облаке» виртуальных p-мезонов и др. адронов. Это приводит к пространственному распределению электрического заряда и магнитного момента внутри Н., физические размеры которого определяются размерами «облака» виртуальных частиц (см. также Формфактор ). В частности, оказывается возможным качественно интерпретировать отмеченное выше приблизительное равенство по абсолютной величине аномальных магнитных моментов Н. и протона, если считать, что магнитный момент Н. создаётся орбитальным движением заряженных p^- -мезонов, испускаемых виртуально в процессе n ® p + p^- ® n, а аномальный магнитный момент протона — орбитальным движением виртуального облака p⁺ -мезонов, создаваемого процессом р ® n + p⁺ ® р.