Cтраница 2
На рис. 3.10 изображены кривые ( линии Шмидта), определяющие зависимость л от / при значениях 7 / it V2 для каждого класса ядер с нечетным А. На этом же рисунке точками отмечены экспериментальные значения магнитных моментов ядер. [16]
Однако полученное совпадение не свидетельствует в пользу модели Шмидта, так как рассмотренные ядра относятся к числу немногих исключений. На рис. 24 и 25 дано сравнение экспериментальных значений магнитных моментов для четно-нечетных ( Z четное) и нечетно-четных ( А-Z четное) ядер с кривыми Шмидта. [17]
Таким образом, среднее значение орбитального момента L для невырожденных состояний равно нулю, и мы говорим, что кристаллическое поле замораживает орбитальный момент количества движения, а следовательно, и орбитальный магнитный момент парамагнитного иона. Это объясняет, почему было получено хорошее согласие экспериментальных значений магнитных моментов Зс. [18]
Октаэдрические комплексы IrIV имеют конфигурацию / 2 g с одним неспаренным электроном. IB - В результате исследования магнитной восприимчивости солей [ 1гС16 ] 2 -, разбавленных в различной степени изоморфными диамагнитными солями [ PtQ6 ] 2 -, было установлено, что между ионами [ IrCle ] 2 - существует антиферромагнитное взаимодействие по механизму сверхобмена с участием ионов хлора, вследствие чего экспериментальные значения магнитного момента занижены по сравнению с ожидаемыми теоретически. [19]
Для нуклонов взаимодействие с виртуальным я-мезонным полем играет весьма существенную роль. Поэтому при исследовании их движения во внешнем поле нео б-ходимо учитывать их взаимодействие с этим полем и через виртуальное мезонное поле. На самом же деле, как, показывает опыт, магнитный момент протона равен цр fv 2 79 Мя, а магнитный момент нейтрона ци - 1 91, Мя-Строгая теория учета влияния л-мезонного поля на взаимодействие нуклонов с электромагнитным полем в настоящее время еще отсутствует, поэтому приходится учитывать такое взаимодействие феноменологически путем формального введения экспериментальных значений магнитных моментов в нерелятивистское уравнение типа Паули и в операторы, определяющие спин-орбитальное взаимодействие нуклонов с электрическим полем. [20]
Эти заключения находятся в согласии с экспериментом. O) 6 ] 2 CliT, колеблются в пределах 4 9 - 5 2; в тоже время моменты тетраэдр ических комплексов неизменно меньше этих значений. Однако обратная картина должна наблюдаться у двухвалентного никеля; здесь тетраэдрическое расположение должно привести к меньшему погашению, чем при октаэдрическом расположении, ввиду того, что картина Штарка является обращенной. Экспериментальные значения магнитного момента октаэдр ических комплексов типа [ Ni ( NH3) 6 ] 2 1С1О4) ПГ составляют около 3 1, а моменты ( предположительно) тетраэдр ических комплексов, например - бис-ацетилацетоната никеля ( II), обычно больше. [21]
Для нуклонов взаимодействие с виртуальным л-мезонным полем играет весьма существенную роль. Поэтому при исследовании их движения во внешнем поле нео б-ходимо учитывать их взаимодействие с этим полем и через виртуальное мезЬнное поле. Если бы такое взаимодействие отсутствовало, то магнитный момент протона был бы равен ядерному магнетону J ( n ей / ( 2Мс) ( М - масса протона), а магнитный момент нейтрона должен равняться нулю. На самом же деле, как показывает опыт, магнитный момент протона равен цр 2 79 Мя, а магнитный момент нейтрона jan - - 1 91 JCa. Строгая теория учета влияния я-мезонного поля на взаимодействие нуклонов с электромагнитным полем в настоящее время еще отсутствует, поэтому приходится учитывать такое взаимодействие феноменологически путем - формального введения экспериментальных значений магнитных моментов в нерелятивистское уравнение типа Паули и в операторы, определяющие спин-орбитальное взаимодействие нуклонов с электрическим полем. [22]
В теории более сложных ядер к трудностям, связанным с отсутствием точных сведений о природе ядерных сил, добавляются весьма значительные чисто вычислит, трудности рассмотрения систем, состоящих из большого числа силыговзаимодействующих частиц. Вследствие этого все существующие теории построены на основе тон или иной феноменологнч. Анализ результатов измерений непосредственно дает основную идею этих моделей. Сравнение изотопов, отличающихся па два нейтрона, показывает, что в большинство случаев имеет место приближенная взаимная компенсация моментов последовательно добавляемых нейтронов: такие изотопы имеют одинаковые спины и совпадающие в пределах десятых ядерного магнетона магнитные моменты. На оснопе этих качественных соображений строятся теории структуры ядра ( см. Ядерные, оболочки), основой к-рых является, представление о существовании и ядрах замкнутых, устойчивых систем иу-клонои. Предполагается, что для яде ]), содержащих нечетное число протопоп или нечетное1 число нейтронов, спин и магнитные моменты обусловлены моментами одного непарного нуклона. Сшш и орбитальный момент этого нуклона могут быть параллельны или антипараллельиы, что дает два возможных значения магнитного момента для заданного спина ядра. На рисунке приводятся результаты сравнения экспериментальных данных с вычисленными таким способом шюачениями. Экспериментальные значения магнитных моментов большинства ядер не совпадают с вычисленными, но образуют две группы, лежащие между теоретич. [23]