1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 17
Текст из файла (страница 17)
е. с умеиыпевием скорости нейтрона. Опыт показывает, что этот эффект приводит к четырехкратпому улучшеиию остроты наблюдаемого резонанса. (для максвелловского спектра приходилось проводить усре~~- иение по скоростям, т. е. по времени пребываиия в области поля, что приводило к уширению резоиаиса.) Главной особенностью опыта Рамзея с сотр. является использоваиие двух коротких высокочастотпых катушек (фактически двух одиовитковых петель).
Очень грубо преимущество этого способа можно пояснить следующим образом.. Любой сколь угодно хорошо сделанный магнит все-таки имеет накоторую неравномерность поля по его длине, Поэтому в местах локальной иеодиородиости магнитного поля иейтроиы имеют Разиую ларморовскую частоту. Очевидно, что в методе с длинной катушкой это долило приводить к упшреиию резонанса. Более выголиым режимом приложеиия высокочастотиого поля, как показал Рамзей, является развя;щепие его па иешцах постоянного магнита. Тогда высокочастотиое поле действует па магнитный диполь только в течение двух коротких промежутков времени т: в начале и конце пути через область постоянного магнитного поля, а в середине этого пути в течение.
времени Т»т высокочастотное поле отсутствует. Иэ теории метода Рамзея следует, что вероятность перехода в этом случае изображвается резоиансиой кривой, форма которой (рис. 39,а) отлична от кривой Раби (см. Рис. 37;а) и позволяет точнее определить резопшиягую частоту. Р-роме того, дополнительно выигрыш даст введя(шв относительного сдвига фаз между первым и вторым вьшшпчастотными полями. Все зто в сочетаиии с измереиивм зиачеиия магнитного поля вдоль трассы иейтроиов методам ЯМР иа протонах (Н2О) позволило повысить точность определения р„на порядок. Схема опыта Рамэея и сотрудников изображена иа рис.
39, 4. Здесь и — пучок нейтронов иэ реактора; П вЂ” поляризатор (кобальтовое зеркало); М вЂ” постояпиый магнит, ВП вЂ” высокочастотные петли' А —.анализатор; Д вЂ” детектор. 84 Глава Х Свойства стабильных ядер и ядерных сил Для магнитного момента нейтрона в этом опыте было получено значение и»=( — 1 913148~0000066) пв Современное значение магнитного момента нейтрона равно: и„= (- 1,91304308+ 0,00000054) рв. б. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ СПИНОВ И МАГНИТНЫХ МОМЕНТОВ. ОДНОНУКЛОННАЯ МОДЕЛЬ ШМИДТА В табл. 4 приведены спины и приближенные значения магнитных моментов для некоторых ядер. Проанализируем данные табл.
4. Начнем с нуклонов — протона и нейтрона. Они имеют одинаковый спин 1/2, а их магнитные моменты соответственно равны: ррж2,79рв н р„ж-1,91рв. (5.26) Так как спин протона и нейтрона равен 1/2, то значения их магнитных моментов можно написать в форме, аналогичной выражению (5.9): рр = 2в. 2,79рв = 5 58врв' (5.27) р»= — 2в'191рв= — 3 82врв. (5.28) Коэффициент 5,58 ( — 3,82) выражает связь между числовым значением собственного магнитного' момента протона (нейтрона), измеренного в ядерных магнетонах пв, и числовым значением его спина, измеренного в единицах л, и называется гиромагнитным отношением 7,. Таким образом, по аналогии с (5.10) для нуклона можно написать соотношение !а=у»в (5.29) причем (7,)р=5,58 и (7,)„= — 3,82.
Таблица 4 х 5. Слив ы магма»яма момеюв нукяоное в ядро $5 Мы уже говорили, что отличие магнитного момента протона от одного ядерного магнетона является удивительным результатом. Еще более удивительным представляется существование магнитного момента у не имеющего заряда нейтрона. Свое полное объяснение этот факт, по-видимому, получит в будущей теории сильных взаимодействий, однако некоторые соображения, указывающие на возможность существования аномальных значений магнитных моментов и нуююнов, можно привести и в рамках принятой в этой части книги классической феноменологии ядерных сил.
Если считать, например, что нейтрон представляет собой (хотя 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 большое значение магнитного момента протона.
Примерно одинаковые отклонения магнитных моментов нейтрона и протона от их дираковских значений (Ь1<,=р„-О= — 1,91рв, А1< =1<„— 1=1,79рв и ~Ь1<„!в! Ьр-~) указывают на одинаковую природу этих периферических зарядов. Исследования природы ядерных сил и структуры иуклонов, проведенные в 50-х и бО-х годах, позволяют считать такое представление о нейтроне и протойе достаточно правдоподобным. Результаты этих исследовзний приводят к заключению о том, что физический нухлон окружен облаком («шубой») непрерывно испускающихся и поглощающихся виртуальных н-мезоиов (подробнее см. з 81).
Можщ> считать, что с некоторой вероягнос:ыо <в нейтрон представляет собой сложную систему, состоящую из <едеального» протона ро с единичным магнитным моментом (р,=1рв) и «обращающегося» вокруг пегое отрицательного я -мезоиа (л ро+ я ), а с вероятностью 1 — <в существует в виде «идеального» нейтрона с нулевым магнитным моментом (р„,=О). В этой модели усредненный магнитный момент нейтрона р =(1-®)рч+ю(Н~-р )=1(1-р.)»1р (5ЗО) где р„— магнитный момент, создаваемый орбитальным движе.- нием н-мезона.
Теорвя вохааыааст, что а-мазанное еоблахои въкат отлнчнь<я от вуда момент ход»честна дванов»а. Подрос»ее о вартуахьнмх в реахьвмх х-мезонах, ахервмх сюах в струатуре вуавовов см. $ $1'; тв. Х<ц н Х1Х. 86 Глава К Сеемеииа еиоеоихоиоох ядер и идериих еие Аналогично считая; что протон с вероятностью т» ~~~то~~ из идеалъного нейтрона и положительного м-мезона (р =по+ и+), а с вероятностью 1 — а является идеальным протоном ре, получаем !'и "(Роо+Рк)+(! — ~Й) Рве= ~1+(Ро — 1) т4 Рв (5.31) Приняв, например, Р„=7Рв (орбитальный магнитный момент и-мезона с 1 ! должен быть равен вт Рв/т„в7Рв) и приравняв выражение (531) экспериментальному значению (1+ ба) Рв = 2,79Рв, получим твио0,3.
Подставляя зто значение в (5.30), получаем длм расчетного значения магнитного момента нейтрона величишу Р„=(1-Р,)0,3Р,=-1,8Р,=Р.*". Рассмотрим теперь значения спинов и магнитных моментов ядер. Прежде всего обращает на себя внимание прост аа закономерносп; свмзывающам елин с массовым числом. Все ядра. с четным А имеют целый спин, ядра с нечетньпп А — полуцелый спин. Отсюда следует несправедливость протонзлектрошюй модели ядра. Так, если бы ядро азота состояло из !4 протонов и 7 электронов, то его спийбыл бы.полуцелым (мазотнам катастрофа»). Об этом же говорит и порядок величины магнитных моментов ядер, которые не превъппают несколькил ядерных маг нет онов. Если бы в состав ядра входили элжтроны, то значения магнитных моментов ядер были бы близки к электронному магнетону Бора, т.
е. были бы примерно в 10*,,раз больше. Дальнейшее рассмотрение значений спинов и магнитных моментов ядер приводит к выводу, что нейтроны и протоны в ядре располагаются таким образом, что их <мины- и магнитные моменты почти полноспю взаимно комйенсируются. Действительно, максимальный спин ядра не превышшт нескольких единиц, т.е. гораздо менъше А/2, чему он должен был бы разняться, если бы спины всех нуклонов были параллельны и складывались арифметически.
Так же обстоит дело и с магнитными моментами. Особенно наглядно явление компенсаций спинов и магнитных моментов можно проследить на примере четырех легчайших ядер периодической системы: ~1Н, оН, э~Не и ~зНе. Первое из них — дейтрон ',Н вЂ” является простейшим атомным ядром, состоящим из одного протона и одного нейтрона. Спин (!) и магнитный момент (0,86Рв) дейтрона получаются з 5. Слил и наглилллей зезнеген луизелле в лбра в результате сложения спинов и магнитных моментов нейтрона и пр(ьтона: х„+х,= 1/2+ 1/2=1-У и; 1 (5.32) ре+9 =2 8 1 9=0 9~р'и ! Спины нейтрона и протона в ядре дейтрона не компенсируются„ а складываются; нейтрон и протон могут образовать связанную систему — дейтрон только при одинаковом направлении своих азинове. Ядра, состоящего иэ нейтрона и протона с противоположно направленными спинами, не существует.
Этот результат является следствием спиновой зависимости ядерных сил (подробнее см. й 84, п. 2). Явление компенсации спинов начинает проявляться у ядра трития ',Н. Спин (1/2) и магнитный момент (около Зрл) трития получаются соответственно из спинов н магнитных моментов двух нейтронов и одного протона, если их сложить в предположении, что спины двух нейтронов ориентированы противоположно н компенсируют друг друга В этом случае магнитные моменты обоих нейтронов гадже взаимно компенсируются-и спин н магнитный момент ядра определяются алином н магнитным моментом непарного протона. Аналогично обстоит дело с ядром ззНе, спин (1/2) и магнитный мом)ент ()ззи сл -2,1)зл) которо~о совпаданзт со олином н (приблизительно) с магнитным моментом непарного нейтрона (1/2 и — 19рв). Наиболее ярко компенсация спинов проявляется у ядра азНе, имеющего нулевые спин н магнитный момент.
В этом ядре обе пары однотипных нуклонов располагаются таким образом, что их азины и магнитные моменты взаимно компенсируются н дают в сумме нуль. Полная компенсация спинов и магнитных моментов всех составляющих ядро нухлонов наблюдается не только для ЯдРа езНе, но вообп(е длв всех чстно-четных ЯдеР, котоРые все без исключения имеют 1=0; )1=0 (опыт не обнаруживает для ннх сверхтонкого расщепления)ее. В связи с этим е Это обстоательсчно — одно нз убедвтельвых сообразывий а пользу того, что слвн нейтрона равен 1/2, а ве 3/2. Действительно, если бы савв нейтрона был 3/2, то слив дсйтрона (1) лолучалсе бы азх разность свинов еайгроиа и протона, и, следовательно, магнитный момент дейтрова не удалось бы сопысоаать с мапиггнымн моментами вухлоиоа.(см. талие $5, и. 4).
' е' ззавонвызе, что а гл. 1 речь влет об основных состоаввзх лдер. Возбузеилвые ссозчмииа чсзио-четных лдер могут весть отличный ст нуле момент. холичестаа давливва (см. Ф 13). вв Глава 1. Сеоасиыа.ыиабиаеиых ядер и адериых сил естественно казалось предположить, что спин и магнитный момент нечетных ядер, отличающихся от четно-четных одним добавочным (или одним 'недостающим) нуклоном, определаются моментами этого нуклона. Из предыдущего видно, что это предположение подтверягдается на примере ядер тН и вНе, спин и магнитный момент которых определяются непарными нуклонами.
Однако при сравнении спинов и магнитных моментов нейтрона и ядра еС, отличающегося от четно-четного ядра 'еС одним добавочным нейтроном, наблюдается несоответствие. Спин ядра ЦС совпадает со олином нейтрона, но их магнитные моменты различаются не только по абсолютному значению, но и по знаку (0,7рв и — 1,91ра соответственно). Аналогичное заключение можно сделать и прн рассмотрении ядра ~таХ, имеющего один непарный протон, но отрицательпый магнитный момент. Указанную трудность можно преодолеть, если предположить, ' что добавочный нуклон участвует в орбитальном движении, благодаря чему возникают дополнительные механичеа~нй и магнитный моменты.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
