Спин ядра

Полный механический момент / (спин) ядра равен векторной [c.113]

Наблюдение эффекта Зеемана соответствует случаю слабого поля и позволяет определить спин ядра J по общему числу расщеплений (21 + 1) (2/ + 1). Наблюдения же эффекта Пашена—Бака, соответствующего случаю сильного поля, позволяет определить спин ядра J по числу 2J + 1 расщепленных подуровней. [c.121]

На рисунке 38 изображены магнитные моменты нечетно-четных ядер в виде непрерывной функции от спина ядра / == J. Жирные линии на графике (кривые Шмидта) вычислены по модели Шмидта (111.87 111.88) для случаев параллельной или антипараллельной ориентации спина и орбитального момента. [c.123]

Рис. 38. Магнитные моменты нечетно-четны.х ядер в Зависимости от спина ядра J.

Рис. 39. Магнитные моменты четно-нечетных ядер в зависимости от спина ядра J.

Затруднения со спином разрешаются сравнительно просто. Так, например, ядро азота состоит из 7 протонов и 7 нейтронов, спин ядра должен быть целым. Протонно-нейтронная модель ядра во всех случаях правильно предсказывает спин и статистику ядер. [c.130]

В ядрах, имеющих несферическую форму (практически во всех ядрах с Z > 86), действует запрет, связанный с квантовым числом К, характеризующим проекцию спина ядра на ось симметрии. Переходы без изменения спина АУ = О и четности являются более вероятными переходами и носят название облегченных переходов. К числу облегченных переходов относятся все переходы между основными состояниями четно-четных ядер. Вероятность облегченных переходов примерно на два порядка больше, чем вероятности для необлегченных переходов. [c.234]

Удается вычислить и экспериментально определить коэффициенты внутренней конверсии, т. е. вероятность конверсии с той или иной электронной оболочки. Знание этих коэффициентов позволяет получить сведения об изменении спина ядра в результате излучения. Явление внутренней конверсии часто используется для изучения спектров у-лучей и установления уровней атомных ядер. [c.260]

Заданному значению энергии соответствует ряд состояний ядра А, отличающихся различными значениями момента количества движения, и частицы а. Число возможных начальных состояний с заданным значением энергии равно (2J 1- 1) (2J -j- 1), где. /д и Уд — спины ядра и частицы. Э го же можно повторить и о конечных состояниях системы, число которых, при заданном значении энергии, равно (2J + 1) (2/ + ) [c.270]

Последующее усовершенствование спектральной аппаратуры привело к открытию сверхтонкого расщепления оптических линий. Для его объяснения была предложена гипотеза о существовании у ядра спина и магнитного момента. Взаимодействие магнитного момента ядра с магнитным полем электронов (различное при разных ориентациях спина ядра) приводит к дополнительному расщеплению спектральных линий. Для объяснения чрезвычайной малости этого расщепления (приблизительно в 1000 раз меньше тонкого) Паули предложил считать, что магнит- [c.59]

L — орбитальный момент внешних электронов S — спин внешних электронов / — полный момент количества движения электронов / — спин ядра F — полный момент количества движения атома. Магнитные моменты будем обозначать знаком (х с [c.64]

При наблюдении сверхтонкой структуры спектральных линий спин ядра можно определить тремя способами подсчетом числа линий сверхтонкого расщепления, измерением интервалов между ними и сравнением их интенсивностей. [c.65]

Анализ формулы (4. 15) позволяет указать три способа определения спина ядра. [c.67]

Если / > /, то число линий сверхтонкого расщепления равно 2/ + I, значит спин ядра может быть определен подсчетом числа линий сверхтонкого расщепления для полностью разрешен ной картины. [c.67]

Если / < /, то может быть применен второй способ o,npe ie-ления спина ядра, в котором используется так называемое правило интервалов, заключающееся в следующем. [c.67]

I остается постоянным при любом J, так как определяет спин ядра. [c.67]

В некоторых случаях спин ядра не может быть определен ни одним из описанных способов. Примером является сверхтонкое расщепление каждой из двух линий дублета натрия Ai = [c.68]

Число компонентов расщепления равно двум, и, следовательно, для определения спина ядра не может быть использован ни первый, ни второй способ. Первый потому, что 2 = 2/ + 1 и, значит, 1 > J. Второй потому, что имеются всего две линии и, следовательно, только один интервал At/ между ними. [c.68]

В таких случаях спин ядра 1 может быть найден методом сравнения интенсивностей компонентов сверхтонкого расщепления. Интенсивность спектральной линии пропорциональна числу компонентов (2F -Ь 1), на которые расщепляется терм в магнит-ком поле . [c.68]

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]

В общем случае экспериментально наблюдаемое значение квадрупольного момента ядра Q следующим образом выражается через собственный квадрупольный момент Qo и спин ядра / [c.96]

Легко предсказать свойства нейтрино. В соответствии с законом сохранения электрического заряда и с тем, что нейтрино че ионизует атомов среды, через которую оно пролетает, заряд нейтрино должен быть равен нулю. Масса нейтрино тоже должна быть равна нулю (или во всяком случае много меньше массы электрона — см. п.З этого параграфа). Это связано с тем, что нейтрино уносит большую часть энергии р-распада. Из отсутствия ионизации следует также равенство нулю или чрезвычайная малость магнитного момента нейтрино. Спин нейтрино должен быть полуцелым. Это связано с тем, что характер спина (целый или полуцелый) атомного ядра определяется, как было показано в 4, массовым числом А. В процессе р-распада А не меняется и, следовательно, характер спина ядра должен сохраняться. Вместе с тем вылетающий в результате р-распада электрон уносит с собой спин /г/2, что должно привести к изменению характера спина ядра. Противоречие устраняется, если приписать нейтрино полуцелый спин. Теоретический расчет формы р-спектра, сделанный в разных предположениях относительно значения спина нейтрино, показал, что его спин должен быть равен h /2. Проведенное рассуждение одинаково справедливо как для р--распада, так и для р+-распада. [c.144]

В соответствии с результатом опыта By и др. угловое распределение электронов р-распада относительно направления спина ядра описывается формулой [c.161]

Здесь /л, ia, I0, /в и ib — спины соответствующих частиц, которые могут быть определены экспериментально или вычислены (например, с помощью модели оболочек). Известно, что спины протона и нейтрона равны V2, спины всех четно-четных ядер равны нулю, спины ядер с четным массовым числом — целые, а с нечетным — полуцелые. Поскольку момент количества движения ядра зависит не только от спинов нуклонов, но и от их внутреннего движения (орбитальных моментов), его величина для разных состояний ядра различна. Спином ядра называется его момент количества движения для основного состояния. [c.269]

При этом для каждого состояния возможно несколько значений момента количества движения. Они могут быть получены в результате сложения квантовомеханических векторов спинов ядра aLi (3/2), протона (1/2) и орбитального момента I (О или i). Результаты суммирования приведены в табл. 33. [c.449]

В самом деле, предположим для простоты, что при 5 -распа-де какого-нибудь ядра электрон и антинейтрино вылетают вдоль одного и того же направления (с параллельными или антипа-раллельными импульсами) и что в процессе р -распада спин ядра изменяется на Д/= 1. Тогда из закона сохранения момента количества движения следует, что антинейтрино, электрон и дочернее ядро должны иметь одинаково направленные спины, а из продольной поляризации антинейтрино — продольная поляризация электрона и поляризация дочернего ядра в направлении вылета электрона. [c.647]

Поляризацию дочернего ядра в направлении вылета электрона можно обнаружить по круговой поляризации -квантов, испускаемых ядром после 3-распада а направлении (или против) спина ядра. Круговая поляризация -лучей в свою очередь может быть определена по их взаимодействию с веществом, например изучением эффекта Комптона на поляризованных электронах железа. [c.648]

Понятие изотопического спина ядра играет важную роль при описании ядерных реакций на легких ядрах, где роль электростатического расталкивания протонов относительно невелика и изотопическая инвариантность проявляется в явном виде. В этом случае оказывается, что из разных возможных значений суммарного вектора изотопического спина ядро в основном состоянии характеризуется минимальным значением Т=Т , которому (как при взаимодействии нейтрона с протоном) соответст- [c.58]

Одно из затруднений впервые обнаружилось при рассмотрении свойств ядра азота 7N . Согласно протонно-электронной гипотезе это ядро состоит из 14 протонов и 7 электронов. Спин протонов и электронов равен Поэтому ядро азота, состоящее согласно этой гипотезе из 21 частицы, должно иметь нецелый спин (V2, /г. и т. д. до Va), между тем как спин ядра равен единице. Эта несостоятельность протонно-электронной гипотезы была названа азотной катастрофой . В последующем изложении ( 21) мы покажем, что электрон не может поместиться в ядре и что для удержания его требуются слишком большие энергии связи, преввсхедящие известные значения [c.129]

Например, заполнение третьей нейтронной оболочки начинается с ядер, в состав которых входит 9 нейтронов. Четно-нечетным ядром, содержащим 9 нейтронов, является ядро 80 . В этом ядре заполнены две первые протонные и нейтронные оболочки и начи-нается застройка третьей нейтронной оболочки, в которую и попадает девятый нейтрон. Согласно схеме расположения уровнен, (рис. 57), девятый нейтрон находится в состоянии, и спин ядра (/ = / девятого нейтрона) должен быть равен Va- Экспериментальные измерения дают для спина ядра gQi значения 1 . [c.191]

А. Так как % = 4722 А соответствует переходу между термами и, то число расщеплений равно 2/ + 1 (2/ + 1 = = 4 для / = 3/2 и 2/ + 1 = 2 для J = 1/2). Следовательно, / < / и первый способ определения спина ядра не пригоден. Рассмотрение интервалов между подуровнями для терма приводит к отношению целых чисел 6 5 4. Полагая / + / = 6, находим с учетом J = 3/2, что / = 9/2. [c.68]

Наблюдение эффектов Зеемана и Пашена — Бака. Сущность этого метода очевидна из рассмотрения особенностей случаев слабого и сильного поля. Наблюдение эффекта Зеемана соответствует случаю слабого поля и дает возможность определить спин ядра I по общему числу расщеплений (2/ + 1) (2/ -1-1). Наблюдение эффекта Пащена — Бака соответствует случаю сильного поля и позволяет определить спин ядра / по числу 2/ + 1 расщеплений подуровней. [c.71]

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]

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]

Квадрулольный момент тесно связан со спином ядра. Выше уже говорилось о том, что Qo = О для сферически симметричного распределения заряда, которое, очевидно, соответствует случаю / = О (так как прл 1 = 0 нет выделенного направления, относительно которого может возникнуть асимметрия). В квантовой механике доказывается, кроме того, что наблюдаемое значение квадрупольного момента Q (т. е. среднее значение собственного квадрупольного момента ядра Qo на направление градиента внешнего электрического поля) равно нулю и для ядер, имеющих спин / = 1/2. [c.96]

А = 100 и ЛЕ = 0,5 Мэе равно 10 ). В связи с этим почти во всех случаях (кроме JA/ = 1, ДЯ = 0) из двух переходов, разрешенных правилами отбора, преобладаюш,им является только один —с наименьшим I (в табл. И преобладающие переходы подчеркнуты). Поэтому изучая у злучение экоперименталько, можно по типу Y-перехода определить четность и изменение спина ядра. [c.168]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...