ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Результаты измерений спинов и магнитных моментов. Однонуклонная модель ядра из "Введение в ядерную физику " В табл. 2 приведены спины и приближенные значения магнитных моментов для некоторых ядер. [c.81] Мы уже говорили, что отличие магнитного момента протона от одного ядерного магнетона является удив(итель ным результатом. Еще более удивительным лредставляется существование магнитного момента у не имеющего заряда нейтрона. [c.82] Полностью этот факт до сих пор не объяснен. Однако некоторые соображения, указывающие на возможность существования магнитного момента у нейтрона и аномального магнитного момента у протона, можно привести. [c.82] Если считать, например, что нейтрон представляет собой (хотя (бы некоторую часть времени своего существования) сложное образование, состоящее из центрального положительного заряда и равного ему периферического отрицательного, то вращаясь вокруг собственной оси, такая система будет обладать отрицательным магнитным моментом. Аналогично, введя положительный периферический заряд, можно объяснить аномально большую величину магнитного момента л ротона. Пр)имерно одинаковые величины отклонений магнитных моментов нейтрона и протона от их дираковских значений (Ацп = [in —О = — 1,91 ib Ацр = (ip — 1 = 1,79(Хв и I Ац.р ) указывают на одинаковую природу этих периферических зарядов. [c.82] Перейдем теперь к рассмотрению значений спинов и магнитных моментов ядер. Прежде всего обращает на себя внимание простая закономерность, связывающая спин с массовым числом. Все ядра с четным А имеют целый спин, ядра с нечетным А — полуцелый спин. Отсюда следует несправедливость иротонно-электронной модели ядра. Так, например, если бы ядро азота состояло из 14 протонов и 7 электронов, то его спин был бы нечетным ( азотная катастрофа ). Об этом же говорит и порядок величины магнитных моментов ядер, которые не превышают нескольких яде)рных магнето-нов. Если бы в состав ядра входили электроны, то магнитные моменты ядер были бы по порядку величины близки к электронному магнетону Бора, т. е. были бы примерно в 1000 раз больше. [c.83] Дальнейшее рассмотрение велич ины спинов и магнитных моментов ядер приводит к выводу, что нейтроны и лротоны в ядре располагаются таким образом, что их спины и магнитные моменты взаимно компенсируются. Действительно, максимальный спин ядра не превышает нескольких единиц, т. е. гораздо меньше Л/2, чему он должен был бы равняться, если бы спины всех нуклонов складывались. Также обстоит дело и с магнитными моментами. [c.83] Спины нейтрона и протона ib ядре дейтона не компенсируются, а складываются нейтрон и протон могут образовать связанную систему — дейтон—только при одинаковом направлении своих спинов . Ядра, состоящего. из нейтрона и протона с противоположно направленными спинами, не существует. Этот результат является следствием спиновой зависимости ядерных сил (подробнее см. 70, я. 2). [c.84] Явление компенсации спинов начинает проявляться у ядра трития iH . Спин (1/2) и магнитный момент (- Зцв) трития получаются соответственно из спинов и магнитных моментов двух нейтронов 1И одного протона, если их слол ить в предположении, что спины двух нейтронов ориентированы противоположно и компенсируют друг друга. В этом случае магнитные моменты обоих нейтронов также взаимно компенсируются, и спин и магнитный момент ядра определяются спином и магнитным моментом непарного протона. [c.84] Аналогично обстоит дело с ядром зНе , спин (1/2) и магнитный момент ([хгНе —2,1 [Хд) которого приблизительно совпадают со спином и магнитным моментом непарного нейтрона (1/2 и — 1,9jxb). [c.84] Наиболее ярко компенсация спинов проявляется у ядра гНе , имеющего нулевые спин и магнитный момент. В этом ядре обе пары однотипных нуклонов располагаются таким образом, что их спины и магнитные моменты взаимно ком пенсируются и дают в сумме нуль. [c.84] С явлением компенсации спинов и магнитных моментов можно связать отмеченное в 2 п. 6 различие в прочности четно-чет-ных, нечетных и нечетно-нечетных ядер. Это становится очевидным, если на примере рассмотренных простейших ядер сравнить степень на блюдающейся компенсации опинов со средней энергией связи 8, рассчитанной на один нуклон (табл. 3). [c.84] Полная компенсация спинов и магнитных моментов всех составляющих ядро нуклонов наблюдается не только для ядра гНе , но вообще для всех четно-четных ядер, которые все без исключения имеют / = 0 (i = О (опыт не обнаруживает для них сверхтонкого расщепления). В связи с этим естественно казалось предположить, что спин и магнитный момент нечетных ядер, отличающихся от четно- четных одним добавочным (или одним недостающим) нуклоном, определяются моментами этого нуклона. Из предыдущего видно, что это предположение подтверждается на примере ядер и аН , спин и магнитный момент которых определяются непарными нуклонами. [c.85] Однако при сравнении спинов я магнитных моментов нейтрона и ядра бС 2, отличающегося от четно-четного ядра еС 2 одним добавочным нейтроном, наблюдается несоответствие. Спин ядра бС з совпадает со спином нейтрона, но их магнитные моменты отличаются не только по абсолютной величине, но и по знаку (0,7tiB и — 1,91 .1в соответственно). [c.85] Аналогичное заключение может быть сделано и шрп рассмотрении ядра tN , имеющего один непарный протон, но отр ица-тель ный магнитный момент. [c.85] Указанная трудность может быть преодолена, если предположить, что добавочный нуклон участвует в орбитальном дв нже-нии, благодаря чему возникают дополнительные механический и магнитный моменты. При этом по аналогии с уравнением (4. 7) магнитный момент, соответствующий орбитальному моменту протона /, равен рц = / 1в, так что соответствующее гиромагнитное отношение yi)p= 1. Орбитальное движение нейтронов не создает магнитного момента, так как нейтрон не имеет электрического заряда. Поэтому (у )п = 0. [c.85] Так как [Лэфф параллелен /, то его численное значение может быть выражено при помощи соотношения 1эфф = yih где yi — гиромагнитное отношение. [c.86] Однако полученное совшадедие не свидетельствует в пользу модели Шмидта, так как рассмотренные ядра относятся к числу немногих исключений. Как травило, экспериментальные значения магнитных моментов нечетных ядер сильно отличаются от результатов вычислений по формулам (4. 32) и (4. 33) — так называемых кривых Шмидта. На рис. 24 и 25 дано сравнение экспериментальных значений магнитных моментов для четно-не-четных (2 четное) и нечетно-четных (А—Z четное) ядер с кривыми Шмидта. [c.87] Вернуться к основной статье