1. Зная спин ядра, можно по магнитному взаимодействию ядра с электронной оболочкой атома определить и магпитный момешт ядра. Вопрос сводится к нахождепию постоянной магиитного взаимодействия $A$, входящей в формулу (66.5). Но эта постояная, даже для легких атомов, теоретнчески может быть вычислена с малой погрешностью (не превышающей примерпо $10 \%$ ). Более наденно спины и магнитпые момепты ядер могут быть найдешы нри исследовании поведения атомпых ядер во впешних магнитных полях. Сода относятся исследования сверхтопкого расщепления зеемановских спектральных линий в таких полях, о чем говорилось в предыдущем параграфе.
Можно также воспользоваться методом Штерна и Герлаха, исследуя отклонения атомных и молекулярных пучков в сильпых и резко неодпородных магнитных полях (см. § 36). По числу компонепт, на которые расщепляется пучок, монно определить спин, а по значению расщепления – магнитный момент ядра. Однако определение магнитных моментов ядер методом IIтерпа и Герлаха много труднее, чем магнитиых моментов атомов, так как из-за малости магнитных моментов ядер ожидаемое отклонение примерпо в тысячи раз меньше, чем у атомов с отличными от нуля магнитными моментами электронных оболочек. Влияние ядер совершенно исчезает на фоне более сильного әффекта атомных оболочек. Для преодоления возникшей трудности опыты надо производить на атомах с замкнутыми электропными оболочками или с молекулами (например, $\mathrm{H}_{2}$, $\mathrm{H}_{2} \mathrm{O}$ ), у которых магнитные моменты электронных оболочек взаимно скомпенсированы. Кроме того, падо создавать резко неодпородиые магнитные поля с градиентами порядка $10^{5} \mathrm{\Gamma c} / \mathrm{cm}$. $И$ даяе в этих случаях паблюдаемое расщеплепие (около 0,05 мм) сравнимо с разбросом из-за максвелловского расиределения скоростей. Фактическое расщепление пучка в подобыш опытах не паблюдается, и для определения магнитных моментов приходится тщательно исследовать плотность распределения частиц пучка в месте попадания их на детектор. Хотя методом IIтерна и Герлаха и удалось измерить магнитный момент протона, но для определепия магнитных моментов ядер этот метод в большинстве случаев непригоден.
2. Прецизионную точность (примерно до семи зпаков) дает метод магнитного резонанса, наблюдаемый как на пейтральных пучках атомов или молекул (со скомпенсированными магнитными моментами), так и методом поглощения. В случае нейтронов можно пользоваться только пучками, так как пейтроны пельзя содержать в ампулах. Магнитный резопанс подробно изложеп в § 42 , а потому нет пеобходимости его еще раз излагать здесь. Заметим тольк, что по числу резонансов монно определить спин, а по резонансным частотам – расстояние между энергетическими уровнями ( $\mu_{\text {яд }} B$ ) и магнитный момент ядра. Методом магиитного резопапса и получены все точные данные о магнитных моментах ядер.
3. Приведем теперь опытные данные относительно спинов и магнитных моментов ядер.
1) Протон и нейтрон, как и электрон, обладают спином, равпым $1 / 2$ (в единицах $\hbar$ ). Полный момент импульса каждого пуклона в ядре складывается из его спинового и орбитального моментов по квантовомеханическому правилу сложения моментов. В свою очередь полиый момент ядра I по тому же правилу складывается из моментов импульса составляющих его нуктонов.
2) При четных $A$ спин ядра $I$ всегда целый, а при печетных – полуцелый. Исторически этот факт был решающим при переходе от протонно-электронной к протонно-нейтропной модели ядра. В самом деле, например, ядро азота ${ }_{7}^{14} \mathrm{~N}$, состоящее ио протонно-элеғтронной модели из 21 частицы, долнно было бы иметь полуцелый спин, поскольку спин каждой частиңы равен $1 / 2$, а их орбитальные моменты целочисленны. Экспериментально же измеренный спин ядра азота оказался равным 1. В свое время этот факт нолучил название «азотной катастрофы».
В протонно-нейтронной модели ядра противоречия с опытом не получается, так как по этой модели ядро азота состоит из 7 протонов и 7 нейтронов, т. е. из четного числа частиц, а потому его снип, в согласии с опытом, должеп быть целым.
3) Для четпо-четных стабильных ядер ( $Z$ и $N$ четные) спй всегда равен нулю. I таким ядрам относится больше половины всех стабильных ядер. Почти все остальные стабильные ядра либо тетно-нечетные ( $Z$ четное, $N$ нечетное), либо нечетно-четные ( $Z$ нечетное, $N$ четное). Ядер указанных типов имеется примерно поровну. Спины всех этих ядер отличны от нуля, так как все они имеют нечетные $A$. Минимальное значение спипа у этих ядер равпо $1 / 2$. Нечетпо-нечетных стабилыш ядер ( $Z$ и $N$ нечетные), как уже указывалось в § 64 , имеется всего пять $\left.\left({ }^{2} \mathrm{D},{ }^{6} \mathrm{Li},{ }^{10} \mathrm{~B},{ }^{14} \mathrm{~N},{ }^{50} \mathrm{~V}\right) *\right)$. Все они имеют целочисленные спины, отличные от нуля (спин для ${ }^{50} \mathrm{~V}$ равен 6 , для ${ }^{6} \mathrm{Li}-3$, для остальных ядер – 1).
4) Спины всех известных стабильных ядер пе превышают $9 / 2$, за исключением ванадия ${ }^{50} \mathrm{~V}$, спин которого равеп 6 . Таким образом, спины ядер очень малы по сравнению с суммой абсољютных злачений спинов и орбитальных моментов всех частиц, входящих в ядро. Наряду с преобладанием четно-четных ядер, отмеченным выше, этот факт указывает па то, что большинство пуклонов в ядре прочно связапо в замкнутых оболочках, имеюцих нулевой суммарный момент импульса, и не участвует в создании спина ядра.
5) Ядра со спинами $I \geqslant 1 / 2$ обладают магнитпыми моментами. Магпитные моменты ядер, о чем уже пеоднократпо говорилось выше, примерно в тысячи раз мешьше магнетона Бора, определяющего магитиый момент электрона. Естественной едипицей ядерных магнитных момептов является ядерный магиетон. По определению он в $m_{\mathrm{p}} / m_{\mathrm{e}} \approx 1836$ раз меньше магнетона Бора. Магнитные моменты ядер с ненулевыми спинами – порядка ядерного магнетона. Это указывает на то, что магнитные моменты отдельных пуклонов в ядре, как и их угловые моменты, в основном компенсируют друг друга. Малость же магиитных моментов ядер еще раз свидетельствует против наличия в ядре электронов, поскольку магнитный момент электрона в 1836 раз больше ядерного магнетона.
6) Собственные магиттые моменты нуклонов не аддитивиu. Например, дейтрон состоит из протона и нейтрона, магнитные моменты которых (в ядерных магнетонах) равны $\mu_{p}=2,79$, $\mu_{n}=-1,91$. Если бы эти момепты были аддитивны, то магиитный момент дейтрона был бы равен $\mu_{\mathrm{d}}=2,79-1,91=0,88$,
*) Изотоп ${ }_{23}^{50} \mathrm{~V} \beta^{-}$-радиоактивен, но период полураспада для него равен $6 \cdot 10^{15}$ лет, т. е. очень велик. По этой причине он и отнесев нами к стабильным изотопам.
тогда как опыт дает $\mu_{d}=0,86$. Это расхождение далеко выходит за пределы погрешностей. Неаддитивность магнитных моментов находит свое истолкование в нецентральности сил, действующих между пуклонами.
