Магнитный момент ядерный

Для измерения магнитных моментов ядерных частиц пользуются так называемым ядерным магнетоном, который определяется по той же формуле (9.6), но с заменой массы электрона на массу протона, которая в 1836 раз больше массы электрона. Отсюда ядерный магнетон [c.311]

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]

Ядерные магнитные моменты малы, и их измерение является экспериментально трудной задачей. [c.118]

Между спиновым магнитным моментом р, нуклона, измеренным в ядерных магнетонах, и его спином s, измеренным в единицах й, существует соотношение = g s] величина называется гиромагнитным отношением. Тоже самое имеем и для орбитальных моментов 1 = g l, т. е. [c.118]

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]

Квантовая механика позволяет решать различные задачи атомной и ядерной физики. Однако используемые в ней методы довольно сложны. Существует более простой метод решения некоторых из этих задач, основанный на рассмотрении векторной модели атома. В этой модели используются простые, наглядные представления теории Бора с учетом поправок, вносимых квантовой механикой. Ввиду того что векторная модель атома позволяет сравнительно легко проанализировать вопрос об определении спина и магнитного момента ядер, остановимся подробнее на ее описании, [c.62]

В первом случае благодаря действию сильного внешнего поля связь магнитного момента ядра с магнитным полем валентных электронов нарушается, и электронная оболочка и ядерный момент ориентируются относительно внешнего лоля Н независимо друг от друга в соответствии со своими собственными моментами [c.70]

Методика отклонения пучков в магнитных полях не могла быть использована для определения магнитного момента нейтрона, так как опыты с узкими пучками требуют очень высокой плотности потока частиц, которую трудно достичь для нейтронов даже при помощи современных ядерных реакторов. Тем более это было невозможно сделать при помощи обычных нейтронных источников. [c.77]

ПОМОЩЬЮ которого можно ориентировать вверх или вниз электронные (а следовательно, iH ядерные) магнитные моменты. [c.161]

Лри построении модели ядерных оболочек используются экспериментальные значения магических чисел, спинов и магнитных моментов ядер (иногда также и некоторые другие характеристики, например значение электрического квадрупольного момента). Поэтому совпадение экспериментальных и теоретических значений для этих величин не является критерием правильности модели. Однако существует ряд следствий из модели, которые могут быть независимым образом сравнены с экспериментом. К числу таких следствий относятся два явления, рассмотренные в гл. II 1) распределение ядер-изомеров и 2) правила отбора для р-распада. [c.197]

Вместе с тем значение модели ядерных оболочек нельзя переоценивать. Область применения ее весьма ограничена она позволяет объяснить явления, относящиеся к некоторым свойствам сферических ядер (главным образом легких) в основном и слабо возбужденном состояниях. Но даже и в этой области наблюдаются отдельные нерегулярности в заполнении состояний и плохое соответствие вычисленных магнитных моментов с экспериментальными значениями. Модель оболочек совсем не пригодна для описания несферических ядер. Она дает абсолютно неверные значения квадрупольных электрических моментов и даже спинов этих ядер. Эти несоответствия связаны с грубостью использованной схемы (движение частиц в среднем постоянном сферически симметричном ядерном поле), которая неприменима для несферических ядер. [c.199]

Одной из центральных задач ядерной физики является выяснение природы ядерных сил. Ядерные силы невозможно отнести ни к одному из других известных видов сил. Они не могут быть силами электромагнитного происхождения электрическими потому, что проявляются не только между заряженными, но и между нейтральными частицами (например, между нейтроном и протоном в дейтоне) магнитными потому, что чисто магнитное взаимодействие между магнитными моментами нуклонов слишком мало. Силы, ответственные за р-распад, и гравитационные силы, также не могут быть причиной ядерно-го взаимодействия, так как и те и другие чрезвычайно слабы. Кроме того, силы тяготения являются дальнодействующими. [c.7]

Антинейтрон отличается от нейтрона направлением магнитного момента оно у антинейтрона совпадает с направлением спина. Благодаря этому электромагнитное взаимодействие антинейтрона отличается знаком от электромагнитного взаимодействия нейтрона. Однако наиболее существенным свойством антинейтрона (как и антипротона) является характер его ядерного взаимодействия с нуклонами, обусловленный тем, что барионный заряд антинейтрона=—1. Подобно антипротону, антинейтрон при встрече с нуклоном аннигилирует с ним, в результате чего выделяется энергия [c.222]

С представлением о сложном составе нуклона мы уже встречались. Отличие магнитного момента протона и нейтрона от ди-раковских значений (1 и О соответственно) интерпретировалось в т. I, 5, п. 6 как возможность для нуклона пребывать часть времени в виде сложной системы, состоящей из идеализированного ( голого ) нуклона и л-мезонного облака ( шубы ). Эта феноменологическая интерпретация получила обоснование в 2 и 13, п. 6, где для объяснения природы ядерных сил были введены виртуальные я-мезоны, испускаемые нуклонами. В этой схеме физический протон часть времени существует в виде голого протона с л -мезонным облаком, а другую часть времени— в виде голого нейтрона с я+-мезонным облаком. Аналогично физический нейтрон частично существует в виде голого нейтрона с л°-мезонным облаком, а частично — в виде голого протона с л -мезонным облаком. Такая схема позволяет понять равенство численных значений и различие по знаку аномальных частей магнитных моментов нуклонов (они определяются временем пребывания нуклона в виде системы с заряженным л-ме-зонным облаком) различие в значениях масс протона и нейтро- [c.263]

Перейдем теперь к обсуждению природы диа-, пара- и ферромагнетизма. При этом отметим еще раз тот факт, что магнитную активность проявляют все тела без исключения. Следовательно, за магнитные свойства вещества ответственны элементарные частицы, входящие в состав любого атОма. Такими частицами являются протоны, нейтроны и электроны. Опыт показывает, что магнитный момент ядра, состоящего из протонов и нейтронов, примерно на три порядка меньше магнитного момента электрона. Поэтому при обсуждении магнитных свойств твердых тел магнитными моментами ядер обычно пренебрегают. Не следует думать, однако, что ядерный магнетизм вообще не играет никакой роли. Имеется ряд явлений (например, ядерный магнитный резонанс), в которых, эта роль чрезвычайно существенна. [c.321]

Уровни сверхтонкой структуры — это очень тесно расположенные уровни энергии атомов и молекул, связанные с наличием у атомных ядер собственных моментов (ядерных спинов). Разности энергий этих уровней, появление которых обусловлено взаимодействием магнитных и электрических моментов ядер с электронными оболочками атомов и молекул, очень малы и составляют от десятимиллионных до стотысячных долей электрон-вольта. Соответствующие переходы непосредственно изучаются радиоспектроскопическими методами ядерного резонанса (магнитного и квадрупольного). [c.228]

Контактное взаимодействие — сферически-симмет-ричная часть сверхтонкого взаимодействия электронного и ядерного магнитных моментов. [c.268]

Несколько лет назад экспериментально было установлено существование и таких систем, у которых внутренняя энергия с ростом температуры асимптотически приближается к конечному граничному значению, так как каждый элемент системы лимитирован в своей максимально возможной энергии. Такими необычными системами являются совокупности ядерных спинов некоторых кристаллов, т. е. совокупности закрепленных в узлах решетки и взаимодействующих друг с другом ядерных магнитных моментов, когда их энергия взаимодействия с решеткой чрезвычайно мала по сравнению с энергией спин-спиновых взаимодействий . [c.25]

Пусть имеется система элементарных магнитов (например, электронные, атомные или ядерные магнитные моменты) во внешнем магнитном поле Н. Согласно квантовой механике, положение этих элементарных магнитов в поле Н квантуется, т. е. угол между направлениями магнитного момента и напряженности Я поля может принимать только определенные значения. В случае спиновых магнитных моментов этот угол имеет только два значения О и 180°. Оба эти положения спина являются одинаково устойчивыми, хотя для магнитной стрелки компаса [c.138]

Используются и другие варианты метода магнитного резонанса. Отличие их друг от друга в основном сводится к способу обнаружения переориентации магнитных моментов в резонансном поле. В одном ив способов, например, переориентация обнаруживается по испусканию или поглощению квантов излучения, которым сопровождается переориентация диполей, в другом — по наведению прецессирующими ядерными спинами э. д. с. в катушке, помещенной около исследуемого образца. Оба способа не требуют создания узких пучков и неоднородных полей. [c.77]

Коэффициент 5,58 (—3,82) выражает связь между численным значением собственного магнитного момента протона (нейтрона), измеренного в ядерных магнетонах р,в, и численным значением его спина, измеренного в единицах Й, и называется гиромагнитным отношением ys- Таким 0 браз0М, по аналогии с уравнением (4. 10) для нуклона можно написать соотношение [c.82]

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]

В настоящее время исследование природы ядерных сил позволяет считать такое представление о нейтроне и протоне достаточно правдоподобным. Нейтрон так же, как и протон, представляется окруженным л-мезонным облаком (или шубой ). Можно считать, что в течение некоторого времени i нейтрон состоит из идеального протона ро с единичным магнитным моментом (Ц Ро = 1 (Ав) и обращающегося вокруг него отрицательного л-мезоиа (п = ро + л ), а в течение времени (1— ) существует в виде идеального нейтрона с нулевым магнитным моментом [c.82]

Такие большие и постоянные во времени магнитные поля получать непосредственно пока не удается. Поэтому для получения полей с Я л 1Q5 э в ядерной физике применяется метод Роуза — Гортера (1948 г.), заключающийся о использованга парамагнитных веществ. Электроны парамагнитных атомов соз дают в районе атомного ядра магнитные поля с напряже[ ностью как раз такого порядка ( 10 э). Эти поля будут ори ентированы одинаково, если поляризовать магнитные моменты электронов. Последняя задача сравнительно проста, так как магнитные моменты электронов примерно в 1000 раз больше магнитных моментов ядер, в связи с чем для их поляризации нужны поля с напряженностью всего в несколько сот эрстед. [c.159]

Согласно этой гипотезе, протон и нейтрон имеют одинаковые ядерные свойства, так что с точки зрения ядерного взаимодействия их можно считать тожд,ественными частицами. Отличие протона от нейтрона (по заряду, магнитному моменту, массе) проявляется только в том случае, когда наряду с ядерными учитывается и электромагнитное взаимодействие. В отсутствие же электромагнитного взаимодействия заряд выполняет только функцию метки на одном из двух одинаковых по ядерным свойствам иуклонов, [c.606]

Мезонные теории ядерных сил строятся по аналогии с квантовой электродинамикой. Как известно, в квантовой электродинамике электромагнитное поле рассматривается совместно со связанными с ним частицами — фотонами. Оно как бы состоит из фотонов, которые являются его квантами. Энергия поля равна сумме энергии квантов. Фотоны возникают (исчезают) при испускании (поглощении) электромагнитного излучения (например,. света). Источником фотонов является электрический заряд. Взаимодействие двух зарядов сводится к испусканик> фотона одним зарядом и поглощению его другим. При такой постановке вопроса становится возможным рассмотрение новых, явлений, относящихся к классу взаимодействий излучающих систем с собственным полем излучения. Этим путем удается,, например, объяснить аномальный магнитный момент электрона и мюона (см. 10, п. 3 И, п. 6), лэмбовский сдвиг уровней в тонкой структуре атома водорода и ряд других тонких эффектов. [c.9]

Напомним, что квантовомеханический вектор изотопического опина Т вводится в формальном вспомогательном пространстве с условными осями I, т], которое называется изотопическим. Тождественность ядерных свойств протона и нейтрона отмечается одинаковым значением для них вектора Т. Различие протона и нейтрона в обычном понимании (по массе, заряду, магнитному моменту) связьгвают с различием проекций вектора Т на ось t. [c.54]

Из-за большой погрешности результатов в области максимально доступных q было сделано предположение (оказавшееся ошибочным), что кривые F(q) при больших q выходят на плато. Такое поведение кривых естественно было интерпретировать как своеобразное возрождение точечности нуклона вблизи от его центра. Так появилась очень популярная в свое время модель нуклона с центральным положительно заряженным ядром (керном) радиусом 0,2 ми и двумя облаками распределенных зарядов векторным с радиусом - 0,8 ферма и скалярным с радиусом 1,5 ферма (рис. 167). Керн и скалярное облако отвечают за заряд, равный +0,5 в, а векторное облако—за заряд 0,5 е (плюс для протона, минус для нейтрона). Модель дает правильные значения средних квадратичных радиусов, полных зарядов и аномальных магнитных моментов ну клонов и обладает изотопической инвариантностью. Заключение о наличии в нуклоне керна удачно согласуется с установленным из других данных отталкивательным характером ядерных сил на очень малых расстояниях. Тем не менее эта модель оказалась неверной. [c.273]

Первое условие выполняется для многих ионов группы железа и редких земель. Оно не выполняется для элементов, обладающих ядерным спином, поскольку ядерные магнитные моменты примерно в 1000 раз меньше электронных, так что ядерное размагничивание может быть успешным либо при использовании магнитных полей нанрянгенностью по крайней мере в W эрстед, либо при использовании исходных температур порядка 0,01° К. [c.426]

Этот факт можно было бы объяснить большим сверхтонким расщеплением, однако единственный изотоп хрома с ядерным магнитным моментом Сг , присутствует в количестве всего лишь 9,4% и имеет малое значение спина (см. п. 33). Наличие большого обменного взаимодействия также является маловероятным, поскольку форма резонансных линий при комнатной температуре [121] в точности соответствует той, которую следует ожидать в случае магнитного динольного взаимодействия. [c.477]

О ВОЗМОЖНОСТИ ядерного размагничивания. Наинизшие температуры, которые могут быть достигнуты методом адиабатического размагничивания парамагнитных солей, по-видимому, порядка 10 °К предел обусловлен взаимодействием между ионами (см. и. 4.). Разбавлением можно уменьшить взаимодействие, но одновременно уменыиается теплоемкость на единицу объема. Гортер [333] и независимо Кюрти п Симон [601 высказали предположение о том, что путем адиабатического размагничивания веществ, которые содержат атомы, обладающие ядерныдг магнитным моментом, можно но.лучить существенно более низкие температуры. [c.596]

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]

Равновесная система с отрицательной абсолютной температурой была впервые осуществлена в 1951 г. Перселлом и Паундом в результате экспериментов по изучению свойств системы ядерных спинов в очень чистых кристаллах фтористого лития LiF. У этих кристаллов время Xi спин-решеточной релаксации при комнатной температуре порядка 5 мин, а время Т2 спин-спиновой релаксации приблизительно равно периоду ларморовской прецессии ядерного магнитного момента во внешнем магнитном поле, значение которого меньше 10 с. [c.140]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...