Рассеяние нейтронов — взаимодействие нейтронов с веществом. Особенности нейтронов определяют характер этого взаимодействия. Нейтрон электрически нейтрален и потому легко проникает в глубь атома и взаимодействует с ядром или с отдельными нуклонами за счёт ядерных сил, быстро спадающих с расстоянием.

Упругое рассеяние нейтронов не изменяет состояния ядра. В процессе упругого рассеяния сохраняется кинетическая энергия нейтрона в системе центра масс, а в лабораторной системе сохраняется суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра. Упругое рассеяние может осуществляться посредством двух различных механизмов. В первом случае образуется составное ядро, которое распадается с испусканием нейтрона. Этот процесс носит название резонансного рассеяния. Рассеяние без образования составного ядра происходит на ядерном потенциале и называется потенциальным рассеянием. Вероятность реализации одного из двух механизмов зависит от соотношения между естественной шириной Г уровня и расстоянием D между соседними уровнями. Кроме того, вылет нейтрона при резонансном рассеянии происходит из составного ядра, для образования которого необходимо строгое выполнение энергетических и спиновых соотношений. Если же кинетическая энергия нейтрона меньше той, которая необходима для образования составного ядра в первом возбужденном состоянии, то образование составного ядра вообще невозможно, и будет наблюдаться только потенциальное рассеяние.

Несмотря на наличие химической связи и кристаллической структуры материалов, реакцию упругого рассеяния нейтронов, наблюдаемую при относительно низких энергиях нейтрона, можно объяснить классическим механизмом столкновения свободных тел. В соответствии с этими законами нейтроны деления (быстрые нейтроны) теряют энергию при каждом акте упругого соударения до тех пор, пока их энергия не станет сравнима с энергией колебания ядер окружающей среды. Средняя энергия, теряемая нейтроном при одном столкновении, обратно пропорциональна атомной массе ядра А ,с которым нейтрон сталкивается. Например, для ядра с А = 100 потеря энергии нейтрона составляет около 2%, а при упругом столкновении с ядром водорода с А = 1 энергия нейтрона уменьшается на 50%. В результате многократного yпругогo рассеяния кинетическая энергия быстрых нейтронов снижается до такого значения, при котором они находятся в тепловом равновесии с ядрами среды. Среднее число столкновений, необходимых для замедления нейтрона деления до тепловой энергии 0,0253 эВ, равно примерно 16 при замедлении в легкой воде, 28 - в тяжелой воде и 91 - в графите.

В экспериментах была изучена зависимость сечения рассеяния от заряда ядра Z. Используя нейтроны (Rn,Be) и помещая рассеиватель между ионизационной камерой и источником, исследовалось 14 элементов от Н до РЬ и было найдено монотонное возрастание σ при увеличении атомного номера элемента. При вычислениях также не учитывалось тех нейтронов, которые после рассеяния всё же попадают в камеру.

Рассеяние нейтронов играет важную роль в исследовании конденсированных сред. Длина волны де Бройля для тепловых нейтронов при обычных температурах порядка 0,1 нм, то есть совпадает с межатомными расстояниями в кристаллах и молекулах. Поэтому дифракция нейтронов упруго рассеянных на кристаллической решётке, позволяет исследовать атомную структуру кристаллов (структурная нейтронография).

Нейтрон обладает дипольным магнитным моментом, который вызывает рассеяние на атомарных электронах. Появление дополнительных дифракционных максимумов у кристаллов при понижении температуры ниже точки Кюри позволяет исследовать магнитную структуру и динамику кристаллов — распределение спиновой плотности, магнонный спектр (магнитная нейтронография).

Энергия тепловых нейтронов близка к энергии тепловых колебаний атомов (фононов). Фононы могут обмениваться энергией с нейтронами, что даёт возможность исследовать колебательные моды в твёрдом теле - фононный спектр.

Ядра отдачи, возникающие при упругом рассеянии нейтронов на легких ядрах, могут использоваться для регистрации нейтронов и измерения их кинетической энергии.Упругое рассеяние является основным процессом замедления нейтронов при распространении нейтронов в веществе и играет исключительную роль в ядерных реакторах.
 

Нейтронные детекторы — приборы для регистрации и определения энергетического спектра нейтронов. Нейтроны не обладают электрическим зарядом и не оставляют после себя следов (треков) из ионизованных и возбуждённых частиц, появление которых вызывает срабатывание большинства детекторов частиц. Поэтому нейтронный детектор всегда содержит некоторое вещество - радиатор (конвертер), ядра которого при взаимодействии с нейтронами порождают заряженные частицы или γ-кванты. Для детектирования нейтронов используются различные виды взаимодействия нейтронов с ядрами.
Нейтроны, упруго рассеивающиеся на ядрах, передают им кинетическую энергию (энергию отдачи), которая зависит от параметра удара, массы ядра и энергии налетающего нейтрона. Для легких ядер (¹Н,²Н, Не) доля передаваемой энергии высока. При центральном ударе нейтрон передаёт протону всю энергию. Для регистрации ядер отдачи используются обычно пропорциональные счётчики, наполненные Н₂, СН₄ и He₄ до давлений р в несколько атмосфер. Их эффективность η невелика (η ~ 10^-2 — 10^-3 для E=0,01-20 МэВ). Этим методом можно регистрировать только нейтроны с E большей несколько десятков кэВ, так как слабую ионизацию от ядер отдачи трудно выделить над шумами аппаратуры и фоном от γ-квантов. Для восстановления спектра регистрируемых нейтронов необходимо измерять помимо энергии протона угол между траекториями нейтрона и протона. Это осуществляется в трековых детекторах и пузырьковых камерах, годоскопах счётчиков, фотоэмульсиях.
Для детектирования нейтронов больших энергий обычно используются сцинтилляционные детекторы с органическими сцинтилляторамн (содержащие много водорода) значительных размеров, в которых пробеги протонов отдачи велики (например прн E ~ 100 МэВ в воде l = 10 см). Спектры нейтронов больших энергий измеряются по отклонению протонов отдачи в магнитном ноле. Однако этот метод пригоден только для интенсивных потоков нейтронов, так как толщина радиатора должна быть мала, чтобы в нём протоны отдачи не испытывали заметного торможения; достаточно малым должен быть и используемый телесный угол, в котором протоны вылетают из радиатора. Для E ~ 1 ГэВ регистрация нейтронов по протонам отдачи становится малоэффективной, так как сечение упругого рассеяния, продолжая монотонно падать, становится меньше сечения множественного рождения частиц.
 

Нейтронография структурная — исследования атомной структуры конденсированных сред методом дифракции нейтронов низких энергий на атомных ядрах (упругого когерентного рассеяния). В структурной нейтронографии используются нейтроны с длиной волны де Бройля λ > 0.3 А.

Измерение интенсивностей и положений большого числа (10²—10³) дифракционных максимумов осуществляется с помощью нейтронных дифрактометров. Их разнообразие связано с разными типами нейтронных источников, способами монохроматизации нейтронов и их регистрации. На ядерных реакторах непрерывного действия в основном применяется так называемы двухосный дифрактометр (рис. 1).

 

Магнитная нейтронография — исследование атомной магнитной структуры кристаллов методами упругого когерентного рассеяния медленных нейтронов, длина волны которых порядка межатомных расстояний в кристалле (λ~10^-5мкм). Наличие у нейтронов магнитного момента приводит к тому, что наряду с рассеянием нейтрона на атомных ядрах происходит так называемое магнитное рассеяние, обусловленное взаимодействием магнитного момента нейтрона с магнитными моментами электронных оболочек атомов.
Если магнитные моменты атомов ориентированы хаотически (парамагнетик), то магнитное рассеяние нейтронов имеет некогерентный, диффузный характер. Если же магнитные моменты атомов имеют упорядоченную ориентацию, магнитное рассеяние является когерентным и наряду с ядерным когерентным рассеянием вносит вклад в дифракцию нейтронов. Когерентное магнитное рассеяние проявляется в виде дополнительных пиков (рефлексов) или вкладов в основные рефлексы структурной нейтронограммы, некогерентное — определяет её фон. Анализ нейтронограммы даёт прямую информацию о распределении и ориентации магнитных моментов атомов в магнитных кристаллах, а также об их величине.

Схема спин-спектрометра представлена на рис. 1. Неполяризованный немонохроматичный пучок нейтронов 1 из ядерного реактора направляется на магнитный кристалл 2, который служит одновременно монохроматором и поляризатором нейтронов. Кристалл 2 находится во внешнем поле H, которое, намагничивая его до насыщения, ориентирует магнитные моменты атомов нужным образом и задаёт поляризацию первичного пучка нейтронов. Для измерений при двух ориентация вектора поляризации нейтронов используют радиочастотную катушку 3 (флиппер), при включении которой направление поляризации изменяется на противоположное (спин нейтрона при поглощении фотона изменяет направление на противоположное). Исследуемый образец 4 помещают между полюсами электромагнита, позволяющего ориентировать вектор рассеяния вдоль и поперёк поля H, то есть магнитный вклад в рассеяние нейтронов образцом можно либо подавить, либо довести до максимума. Перед детектором нейтронов 6 помещён кристалл-анализатор 5, аналогичный поляризатору 2. И тот, и другой не отражают нейтроны, поляризация которых по направлению противоположна вектору намагниченности.