Магнетон ядериый

Наряду с собственными механическими моментами (спином) атомные ядра и нуклоны обладают также и собственными магнитными моментами. Так, например, протон обладает магнитным моментом fx = + 2,79276 Ао, а магнитный момент нейтрона = = —1,913148 [Хо, где [Хо = е/ /2М с — ядерный магнетон — единица магнитного момента ядер. [c.117]

Дейтрон — ядро тяжелого водорода Н , построенное из двух нуклонов (протона и нейтрона), является простейшим из атомных ядер, содержащих более чем один нуклон. Массовое число дейтрона Л = 2, заряд Z = 1, масса М = 2,01410219 у. а. е. м. ( + 11), энергия связи (зе = 2,22471 (+ 40) Мэе, S J-A = 1,1123 Мэе на нуклон, магнитный момент в ядерных магнетонах = + 0,857348, [c.152]

Магнетон — единица магнитного момента, принятая в атомной и ядер ной физике и физике твердого тела. [c.235]

Ядерный магнетон — фундаментальная физическая постоянная, принятая за единицу магнитного моменга ядер [c.235]

Перейдем теперь к опытным данным о магнитных моментах нуклонов и атомных ядер. Все численные значения магнитных моментов мы будем приводить в единицах ядерного магнетона. [c.54]

В табл. 2.3 даны внешние (или, как их еще называют, спектроскопические) квадрупольные моменты некоторых ядер. На рис. 2.22 приведены результаты измерения внутренних ядерных квадруполь-ных моментов Q . Уже в табл. 2.3 обращает на себя внимание большой разброс численных значений Q. Вспомним, что все магнитные моменты имеют порядок боровского магнетона, т. е. имеют одночастичное происхождение. Квадрупольные же моменты многих ядер [c.68]

Заметим здесь же, что магнитные моменты ядер не являются целыми кратными ядерного магнетона, а вычисляются по довольно сложной формуле. В частности, магнитный момент протона равен [c.311]

МАГНЕТОН — единица измерения магн. момента, к-рую используют при изучении маги, свойств атомов и атомных ядер. [c.639]

Н = 10 Э, рд — рв, равной одному ядерному магнетону). Это осложняет измерение и ограничивает число доступных изучению ядер. Величины рд определены для ряда резонансов лантаноидов (ТЬ, Оу, Но и Ег). При этом ср. значение (рвД) = 0,34 0,22, что согласуется с расчётами в рамках статистической моде.чи ядра. [c.277]

Из опыта известно, что магнитные моменты ядер либо равны нулю, либо имеют значение порядка ядерного магнетона. Это тоже является одним из аргументов в пользу того, что в составе ядра не может быть электронов, так как магнитный момент электрона примерно в 2000 раз больше, чем ц,о. [c.48]

Значения магнитных моментов ядер даются обычно в ядерных магнетонах, например [c.54]

Магнетон — внесистемная ед. магнитного момента, применяемая в ат. и яд. физике. При измерении магн. моментов эл-нов и ат. систем, магнетизм к-рых обусловлен движением эл-нов, применяют магнетон Бора [мд], а при измерении магн. моментов нуклонов (протонов и нейтронов) и ат. ядер — ядерный магнетон [m sj[ Применяют также молярный магнетон. Последний равен произведению М. Бора на пост. Авогадро. д = Mg Ж = 5,58486 А м /моль. См. ф-лы V.6.35, V.6.36 в разд. V.6. и разд. VI, п. 6, 7. [c.289]

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]

Ядерный магнетон в Мр1т=1836 раз меньше магнетона Бора 1б. Малая величина магнитных моментов ядер по сравнению с магнитными моментами электронов в атоме объясняет узость сверхтонкой структуры спектральных линий, составляющей по порядку величины 10-3 0 мультиплетного расщепления. [c.67]

В табл. 37.7 приведены экспериментально определенные значения спинов 1 магнитных моментов ц и электрических квадрупольных моментов Q основных и некоторых долгоживущих метастабильных состояний для четио-иечетных, нечетно-четных и нечетно-нечетных ядер. В таблицу не включены четно-четные ядра, у которых значения спинов и магнитных моментов основных состояний равны нулю. Значения /, ц и Q даны в единицах Й, (Й. =й/2л, где А — постоянная Планка), в ядер-ных магнетонах Ця и фемтометрах соответственно. Значения спинов, указанные в круглых скобках, получены косвенным путем. [c.1047]

В первую очередь сверхтонкая структура спектральных линий обусловливается наличием у ядер магнитного момента связанного с механическим моментом Магнитный характер взаимодействия между ядром и электронной оболочкой атома позволяет перенести на сверхтонкую структуру все рассуждения, которые применялись для объяснения обычной мультиплетной структуры. Вместе с тем, тот факт, что сверхтонкая структура, грубо говоря, в тысячу раз уже обычной мультиплетной структуры, заставляет предположить. что и магнитный момент ядер составляет приблизительно Viooo от магнетона Бора [Хд. Сходство сверхтонкой структуры с мультиплетной позволяет, прежде всего, построить векторную схему, которая дает возможность определять число компонент.- Если до сих пор мы характеризовали состояние атома результирующим моментом то при наличии ядерного [c.521]

Помимо объяснения природы и правильного воспроизведения значений магич. чисел одночастичная О. м. я. в большинстве случаев правильно описывает спины нечётных ядер. Она даёт однозначные предсказания значений магн. и квадрупольных электрич. моментов, а также вероятностей " и у-переходов в нечётных ядрах ядра с нечётным А). Так, магн. момент нечётного ядра в одночастичной О. м. я. (индекс одн.) определяется только последним нуклоном и даётся простыми ф-лами (Т, Шмидт, Th. S hmidt, 1937), содержащими только гиромагн. отношения свободных нуклонов (см. Барионы). Согласно этим ф-лам, магн. момент (в единицах ядерного магнетона 3,1524515(53)X Х10 МэВ/Гс] для протовно-нечётного ядра (Z нечётное, N чётное) [c.379]

Здесь у,—гиромагн. отношение ядер g, — ядерный фактор спектроскопич. расщепления (Ланде множитель), имеющий разные значения для разл. ядер =ehl2M —ядерный магнетон (М—масса ядра), к-рый по абс. величине почти в 10 раз меньше магнетона Бора. Спины ядер, обладающих нечётным массовым числом Л общее число протонов и нейтронов), имеют полуцелые значения, кратные Vi- Ядра с чётным А либо вообще не имеют спина (/=0), если заряд Z (число протонов) чётный, либо имеют целочисленные значения спина (1, 2, 3 и т. д.). [c.675]

Магн. моменты ядер (Л/1) имеют порядок величины ядерного магнетона. Электрич. квадрупольные моменты eQ изменяются отеЮ см в нек-рых лёгких ядрах до е-10" см в тяжёлых деформированных ядрах. Систематическая информация о магн. и квадрупольных моментах имеется только для осн. состояний ядер. Они могут быть измерены радиоспектроскопич. методами (см. Ядерный магнитный резонанс). Спец. методами (метод возмущённых угловых корреляций) можно измерять также статич. магн. и квадрупольные моменты возбуждённых состояний ядер. Данные по магн. и квадруполь-ньпл моментам ядер содержат важную информацию [c.687]

Спин-сниновый механизм перехода ядер в низкоэнергетическое состояние обусловлен взаимодействием магнитных моментов ядер с локальными магнитными полями соседних ядер Н , направление которых зависит от их расположения и магнитного квантового числа т. Напряженность магнитного поля, задаваемого магнитным моментом i = 5-0,508 10 А/м (ядерный магнетон) на расстоянии до ближайших соседей 10 м, равна Яд = 5-10 А/м, что соответствует величине, на которую могут отличаться поля для двух произвольно взятых ядер. В металлах, например, где взаимодействием спинов пренебречь нельзя, частоты ларморов-ской прецессии распределяется в интервале (ю dw). Для описания спектра ЯМР в этом случае вводится понятие спин-спино-вого взаимодействия 7. [c.180]

Ядерный магнетон (цы) — единица магнитного момента, определяемая соотношением 1 =е%12 тр, где е — заряд электрона, К=к12п — постоянная Планка, Шр — масса протона. Применяется для выражения магнитных моментов атомных ядер и нуклонов. По размеру значительно меньше магнетона Бора, Ц[ч=5,050824(20) 10- эрг/Гс= = 5,050824(20)-10- А-м . [c.211]

С.А. Альтшулер в работе [176] предсказал возможность использования сверхтонкого взаимодействия для реализации ядерного магнитного охлаждения ван-флековских парамагнетиков. Дело в том, что некрамерсовы редкоземельные ионы (Рг +, Еи +, Тт +, Но +, ТЬ +, Рт +), обладающие высокой ван-флековской восприимчивостью и находящиеся в основном синглетном состоянии, при наложении даже слабого магнитного поля приобретают индуцированный магнитный момент, который, в свою очередь, создаёт в области расположения ядра более сильное магнитное поле (чем Щ). При этом коэффициент усиления поля а равен а — к (где к — сдвиг Найта, который может быть порядка 20 и даже 100). Индуцированный магнитный момент на один-два порядка больше, чем ядерный магнетон. В этих условиях, при отсутствии магнитного взаимодействия между ионами, спонтанное упорядочение ядер может ожидаться лишь при температурах 10 -=- 100 мкК, а при наличии обменного взаимодействия — примерно [c.170]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...