1. Зная спин ядра, можно по магнитному взаимодействию ядра с электронной оболочкой атома определить и магнитный момент ядра. Вопрос сводится к нахождению постоянной магнитного взаимодействия $A$, входящей в формулу (66.5). Но эта постоянная, даже для легких атомов, теоретически может быть вычислена с малой погрешностью (не превышающей примерно $10 \%$ ). Более надежно спины и магнитные моменты ядер могут быть найдены при исследовании поведения атомных ядер во внешних магнитных полях. Сюда относятся исследования сверхтонкого 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 сильных и резко неоднородных магнитных полях (см. § 36). По числу компонент, на которые расщепляется пучок, можно определить спин, а по значению расщепления – магнитный момент ядра. Однако определение магнитных моментов ядер методом Штерна и Герлаха много труднее, чем магнитных моментов атомов, так как из-за малости магнитных моментов ядер ожидаемое отклонение примерно в тысячи раз меньше, чем у атомов с отличными от нуля магнитными моментами электронных оболочек. Влияние ядер совершенно исчезает на фоне более сильного эффекта атомных оболочек. Для преодоления возникшей трудности опыты надо производить на атомах с замкнутыми электронными оболочками или с молекулами (например, $\mathrm{H}_{2}, \mathrm{H}_{2} \mathrm{O}$ ), у которых магнитные моменты электронных оболочек взаимно скомпенсированы. Кроме того, надо создавать резко неоднородные магнитные поля с градиентами порядка $10^{5}$ Гс/см. И даже в этих случаях наблюдаемое расщепление (около 0,05 мм) сравнимо с разбросом из-за максвелловского распределения скоростей. Фактическое расщепление пучка в подобных опытах не наблюдается, и для определения магнитных моментов приходится тщательно исследовать плотность распределения частиц пучка в месте попадания их на детектор. Хотя методом Штерна и Герлаха и удалось измерить магнитный момент протона, но для определения магнитных моментов ядер этот метод в большинстве случаев непригоден.
2. Прецизионную точность (примерно до семи знаков) дает метод магнитного резонанса, наблюдаемый как на нейтральных пучках атомов или молекул (со скомпенсированными магнитными моментами), так и методом поглощения. В случае нейтронов можно пользоваться только пучками, так как нейтроны нельзя содержать в ампулах. Магнитный резонанс подробно изложен в § 42 , а потому нет необходимости его еще раз излагать здесь. Заметим только, что по числу резонансов можно определить спин, а по резонансным частотам – расстояние между энергетическими уровнями ( $\mu_{\text {яд }} B$ ) и магнитный момент ядра. Методом магнитного резонанса 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, равным $1 / 2$ (в единицах $\hbar$ ). Полный момент импульса каждого нуклона в ядре складывается из его спинового и орбитального моментов по квантовомеханическому правилу сложения моментов. В свою очередь полный момент ядра I по тому же правилу складывается из моментов импульса составляющих его нуклонов.
2. При четных $A$ спин ядра $I$ всегда целый, а при нечетных полуцелый. Исторически этот факт был решающим при переходе от протонно-электронной к протонно-нейтронной модели ядра. В самом деле, например, ядро азота ${ }_{7}^{14} \mathrm{~N}$, состоящее по протонно-электронной модели из 21 частицы, должно было бы иметь полуцелый спин, поскольку спин каждой частицы равен $1 / 2$, а их орбитальные моменты целочисленны. Экспериментально же измеренный спин ядра азота оказался равным 1. В свое время этот факт получил 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 спин, в согласии с опытом, должен быть целым.
3. Для четно-четных стабильных ядер ( $Z$ и $N$ четные) спин всегда равен нулю. К таким ядрам относится больше половины всех стабильных ядер. Почти все остальные стабильные ядра либо четно-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 спина у этих ядер равно $1 / 2$. Нечетно-нечетных стабильных ядер ( $Z$ и $N$ нечетные), как уже указывалось в $\S 64$, имеется всего пять $\left.\left({ }^{2} \mathrm{D},{ }^{6} \mathrm{Li},{ }^{10} \mathrm{~B},{ }^{14} \mathrm{~N},{ }^{50} \mathrm{~V}\right){ }^{1}\right)$. 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 не превышают $9 / 2$, за исключением ванадия ${ }^{50} \mathrm{~V}$, спин которого равен 6 . Таким образом, спины ядер очень малы по сравнению с суммой абсолютных значений спинов и орбитальных моментов всех частиц, входящих в ядро. Наряду с преобладанием четно-четных ядер, отмеченным выше, этот факт указывает на то, что большинство нуклонов в ядре прочно связано в замкнутых оболочках, имеющих нулевой суммарный момент импульca, и не участвует в создании спина ядра.
5. Ядра со спинами $I \geqslant 1 / 2$ обладают магнитными моментами. Магнитные моменты ядер, о чем уже неоднократно говорилось выше, примерно в тысячи раз меньше магнетона Бора, определяющего магнитный момент электрона. Естественной единицей ядерных магнитных моментов является ядерный магнетон. 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 нуклонов в ядре, как и их угловые моменты, в основном компенсируют друг друга. Малость же магнитных моментов ядер еще раз свидетельствует против наличия в ядре электронов, поскольку магнитный момент электрона в 1836 раз больше ядерного магнетона.
6. Собственные магнитные моменты нуклонов не аддитивны. Например, дейтрон состоит из протона и нейтрона, магнитные моменты которых (в ядерных магнетонах) равны $\mu_{\mathrm{p}}=2,79, \mu_{\mathrm{n}}=-1,91$. Если бы эти моменты были аддитивны, то магнитный момент дейтрона был бы равен $\mu_{\mathrm{d}}=2,79-1,91=0,88$, тогда как опыт дает $\mu_{\mathrm{d}}=0,86$. Это расхождение далеко выходит за пределы погрешностей. Неаддитивность магнитных моментов находит свое истолкование в нецентральности сил, действующих между нуклонами.