Изотопический спин ядра

Свойства ядер-изобар с данным массовым числом А заметно изменяются при изменении соотношения между числом содержащихся в них протонов Z и нейтронов N=A-Z. Они имеют разные массы и энергии связи, у них разные электрические заряды и магнитные моменты, одни из них β-стабильны, другие β-радиоактивны и т. п.

На первый взгляд кажется, что перечисленные отличия ядер-изобар столь многочисленны и существенны, что между ними вообще нет ничего общего, кроме массового числа А. Однако это неверно. Более детальное рассмотрение ядер-изобар показывает, что среди них существуют группы ядер со сходными ядерными характеристиками.

Оказывается, в ряде случаев замена одного или нескольких протонов соответствующим количеством нейтронов приводит к изменению только слабых и электромагнитных свойств ядра, но не изменяет его главных свойств, обусловленных сильным ядерным взаимодействием.

В качестве примера рассмотрим ядра и . Они различны по слабым свойствам: одно из них ( ) β-радиоактивно, Другое ( ) β-стабильно. Их электромагнитные свойства также различны (электрические заряды соответственно равны +1,и +2, а магнитные моменты +2,98μ_в и -2,13μ_в). Однако эти два ядра весьма похожи в смысле своего отношения к сильному взаимодействию, которое определяет основную часть энергии связи ядра.

Оказывается разность энергии связи ядер и , равнаяE_св( ) - E_св( ) = 8,48 - 7,72 = 0,76 МэВ,полностью совпадает с энергией кулоновского отталкивания двух протонов в ядре , если принять, что они находятся на расстоянииr=1,9 10^-13 см: 

Таким образом, энергии связи обоих ядер, обусловленные только ядерным притяжением, одинаковы:E_св( ) = [E_св( )]_яд

Аналогичное заключение можно сделать и относительно других зеркальных ядер (A, Z) и (А, А - Z), т.е. таких, которые отличаются заменой всех протонов на нейтроны и наоборот. Зеркальные ядра отличаются одно от другого тем, что все (р-р)-связи заменены (n-n)-связями, в то время как число (n-p)-связей остается неизменным.

На рис. 49 схематически сравниваются два простейших зеркальных ядра и .

Из рисунка видно, что в ядре нет ни одной (р-p)-связи, имеются одна (n-n)-связь и две (n-p)-связи; в ядре же число (n-p)-связей по-прежнему равно двум, (n-n)-связей нет, но зато есть одна (p-p)-связь.

Обнаруженное сходство в структуре уровней зеркальных ядер можно объяснить, если предположить тождественность ядерных элементарных (p-p)- и (n-n)-взаимодействий. Это предположение называется гипотезой о зарядовой симметрии ядерных сил.Рассуждая аналогично можно показать, что позволяет предположить, что все три типа элементарных взаимодействий нуклонов тождественны: (p-p)=n-n=n-p.Предположение о такой расширенной симметрии ядерных сил [с включением в рассмотрение (n-p)-взаимодействия] называется гипотезой о зарядовой независимости ядерных сил.

Непосредственное доказательство справедливости гипотезы о зарядовой независимости ядерных сил получено в прямых опытах по исследованию (p-p)- и (n-p)-рассеяний и косвенных опытах по изучению (n-n)-рассеяния [сравнение (n-p)-рассеяния с рассеянием нейтрона на дейтроне]. Квантово-механическая обработка результатов этих опытов привела к заключению об одинаковом виде потенциальной ямы для всех трех элементарных процессов.

Итак, будем считать, что ядерные силы обладают свойством зарядовой независимости, т. е. что чисто ядерные (безкулоновского) взаимодействия между любыми нуклонами(p-p, n-n, n-p), находящимися в одинаковых пространственных и спиновых состояниях, тождественны между собой. Другими словами, будем считать нейтрони протон тождественными частицами (с точностью до электромагнитного взаимодействия).Тождественность ядерных свойств нейтрона и протона можно описать с помощью формальной, но очень удобной квантовомеханической характеристики - вектора изотопического спинаТ, значение которого одинаково для обоих нуклонов и равно 1/2. ВекторТ определяется во вспомогательном (формальном) изотопическом пространстве.

Одна из проекций вектора, =+1/2, описывает протон, другая, =-1/2, - нейтрон. Число проекций 2 +1=2 равно числу нуклонов с тождественными ядерными свойствами (изотопический дублет нуклонов, рис. 51) .

Так как характер взаимодействия не зависит от сорта нуклона (т. е. от проекции ), то ядерное взаимодействие нуклона определяется только значением вектораТ, но не его проекцией (которая характеризует различие в электромагнитных свойствах). Таким образом, ядерное взаимодействие инвариантно по отношению к вращению в изотопическом пространстве. Это свойство называется изотопической инвариантностью. Ситуация аналогична инвариантности взаимодействия относительно вращения в обычном трехмерном пространстве, приводящей к закону сохранения момента количества движения. Следовательно, в ядерных взаимодействиях должен выполняться закон сохранения изотопического спина.

Операция над векторамиТ проводится так же, как и над обычными квантовомеханическими векторами. Так, например, (p-p)-взаимодействие характеризуется векторомТ=1, так как ( )_p=+1/2; ( )_2р=+1 и из двух значений суммы T₁+T₂=0; 1 возможно только второе; (n-n-взаимодействие характеризуется тем же вектором Т=1, но с другой проекцией ( )_2n=-1; (n-p)-взаимодействие может характеризоватьсяТ=0 и Т=1, так как для этого случая =0 и, следовательно, возможны оба значения суммы Т₁+Т₂=0; 1. Анализ показывает, что одно из этих взаимодействий (приТ=1) тождественно (p-p)- и (n-n) -взаимодействиям, а второе (при Т=0) отлично от них.

Таким образом, получается, что система из двух нуклонов может находиться в трех состояниях с тождественными ядерными свойствами, каждое из которых характеризуется одним и тем же значением вектора изотопического спинаТ=1 (2T+1=3), и в одном состоянии с другими свойствами (дейтрон), которое характеризуется значением Т=0 (2T+1=1).

Понятие изотопического спина легко обобщается на атомное ядро (A, Z). Очевидно, что , , где Т_max = А/2.

Ядра и имеют проекции изоспина соответственно равные -1 и +1. ПоэтомуТ=1 и 2T+1=3, т.е. должно существовать еще одно ядро-изобар с Т=1 и =0,имеющее аналогичные свойства. Этим изобаром является возбужденное состояние ядра , при энергии возбуждения 2,3 МэВ (верхняя часть рис. 52). Ядра и в основном состоянии вместе с ядром в возбужденном состоянии образуют изотриплет сТ=1. Основное состояние ядра имеет более высокую спиновую симметрию (спины последних двух нуклонов параллельны) и характеризуется изоспиномТ=0 (нижняя часть рис. 52), т. е. является изосинглетом.

Оболочечная модель

Ядра, содержащие магическое число нуклонов (2, 8, 20, 50, 82, 126), имеют аномально большую энергию связи (т. е. особо устойчивы) и нулевой электрический квадрупольный момент (т.е. сферически-симметричны). Эта своеобразная периодичность в свойствах ядер, сходная с периодическим изменением свойств атомов, позволяет предположить, что подобно атому атомные ядра имеют оболочечную структуру.

Соответствующая модель атомного ядра называется оболочечной моделью.

Известно, что концентрация нуклонов в ядре равна n≈10³⁸ нуклон/см³, а сечение взаимодействия нуклонов между собой при энергии 25 МэВ (средняя энергия движения нуклона в ядре) σ=0,3 10^-24 см². Поэтому средняя длина свободного пробега нуклона в ядре

= 1/(nσ) ≈0,3 10^-13 см (12.3)

т. е. меньше радиуса ядра. В связи с этим, казалось бы, бессмысленно говорить о каком-либо регулярном, упорядоченном, словом, орбитальном движении нуклонов внутри атомного ядра. Однако, как выяснилось, именно сильное взаимодействие нуклонов, а также малый радиус этого взаимодействия позволяют построить сферически-симметричный потенциал, в поле которого независимо друг от друга движутся нуклоны. Действительно, как будет показано в § 82, большую эффективность и малый радиус ядерного взаимодействия двух нуклонов можно описать при помощи узкой (около 10^-13 см) и глубокой (около 30 МэВ) потенциальной ямы (нуклонная яма), которую в первом приближении можно считать прямоугольной. В атомном ядре нуклоны быстро движутся относительно друг друга на расстояниях, сравнимых с шириной нуклонной ямы. Поэтому взаимодействие нуклона с ядром можно описывать при помощи среднего, не зависящего от времени поля, которое изображается суммарной потенциальной ямой, образовавшейся в результате наложения многих соседних нуклонных потенциальных ям. Из-за тесного соседства нуклонов и малого радиуса ядерного взаимодействия средний потенциал должен быть близок к однородному (мало изменяться) внутри ядра и быстро приближаться к нулю на границе ядра. Так как ядро в первом приближении имеет сферическую форму, то потенциал должен обладать сферической симметрией.

В соответствии с квантовой механикой нуклоны, двигаясь в поле этого потенциала, могут находиться в различных энергетических состояниях. При этом основному состоянию ядра соответствует полное заполнение всех нижних уровней. Процесс столкновения двух нуклонов сводится к перераспределению между ними энергии, в результате чего один из них должен потерять часть своей энергии и перейти в более низкое энергетическое состояние. Но это невозможно, так как все наиболее низкие энергетические уровни уже заняты и на них согласно принципу Паули другие нуклоны поместить нельзя. В связи с этим средняя длина свободного пробега нуклона от одного столкновения до другого оказывается значительно больше, чем это следует из (12.3), и нуклоны в ядре можно считать практически невзаимодействующими.

Таким образом, имеются все необходимые предпосылки для построения оболочечной модели ядра: в поле сферического потенциала движутся не взаимодействующие между собой частицы - нейтроны и протоны, которые имеют полуцелый спин и подчиняются принципу Паули. Потенциал в первом приближении одинаков для нейтронов и протонов, так как кулоновское отталкивание для протонов становится заметным только у тяжелых ядер. Это заключение подтверждается совпадением магических чисел для протонов и нейтронов. Благодаря сферической симметрии потенциала орбитальный момент количества движения l является интегралом движения, причем всем 2l+1 ориентациям вектора l соответствует (из-за изотропии поля) одно и то же значение энергии. В соответствии с принципом Паули на этом энергетическом уровне могут разместиться 2(2l+1) нуклонов данного типа (двойка - из-за двух ориентации спина). Тем самым становится возможным построить такую модель ядра, в которой нуклоны располагаются в определенном количестве на энергетических оболочках.

Простейшим вариантом модели оболочек является одночастичная модель для ядер с нечетным массовым числом А. В этой модели предполагается, что все нуклоны, кроме последнего нечетного, образуют сферически-симметричный нейтральный остов с нулевыми механическим и магнитным моментами, а все основные свойства ядра определяются последним нечетным нуклоном. В более сложных вариантах модели оболочек в качестве нейтрального остова рассматривается заполненная оболочка, а для остальных нуклонов учитывается их взаимодействие между собой.

Для определения положения уровнейчастиц задают определенные параметры потенциальной ямы: ее ширину принимают равной диаметру ядра, а глубину находят из условия, что энергия связи нейтрона в ядре примерно равна 8 МэВ (параметры ямы не изменяются заметным образом при изменении А). Если для частицы, находящейся в такой яме, решить уравнение Шредингера, то получится серия собственных значений и соответствующих им собственных функций, описывающих различные состояния частицы и уровни энергии в потенциальной яме.

Положение уровней с конкретными квантовыми числами (n и l) зависит от формы ямы, а число нуклонов N, которые можно разместить на данном уровне, определяется принципом Паули [N=2(2l+1)]. В правильной модели энергетические уровни должны группироваться в оболочки, разделенные большими энергетическими просветами, а полное число заполнения всех уровней оболочки должно совпадать с магическим числом.

Наибольший успех был достигнут в модели со спин-орбитальной связью, предло-женной в 1949 г. Гепперт-Майер иИенсеном. Согласно этой модели самосогласо-ванный потенциал берется в форме:V(r)+U(r)(sl), 

где V(r) — потенциал типа Саксона-Вудса, т. е. имеет форму ямы с плоским дном и размытым краем (рис. 61), или типагармонического осциллятора, а .

Энергия состояния сданнымl принимает два значения в зависимости от взаимной ориентации спина s и орбитального момента l нуклона, причем параллельной ориентации соответствует меньшее значение энергии (большее значение энергии взаимодействия). Таким образом, наблюдается расщепление уровней с данными l на два подуровня с данными i = l±1/2, так что вместо одного состояния np появляются два состояния np_3/2 и np_1/2, вместо одного состояния nd - nd_5/2 и nd_3/2 и т. д., причем состояние с большимi имеет меньшую энергию .Это расщепление невелико, пока мало значение l, растет с ростом l (примерно как 2l+1) и при l≥4 оказывается настолько существенным, что раздвигает два подуровня (l+1/2 и l-1/2) в разные оболочки.

Схема расщепления и связанного с ним перераспределения уровней для простейшего (одночастичного) варианта оболочечной модели изображена на (рис. 62).

Распределение ядер по состояниям проводится сопоставлением числа содержащихся в них нуклонов и значения спина с числами заполнения и величиной i, характеризующей данное состояние, при этом делаются следующие подтверждающиеся опытом предположения

1. Суммарный момент системы, состоящей из четного числа , протонов и четного числа нейтронов, равен нулю.

2. Суммарный момент системы, состоящей из нечетного числа нуклонов, определяется моментом i = s + l непарного нуклона.

3. Суммарный момент нечетно-нечетной системы, непарные нуклоны которой находятся в одинаковых состояниях, равен удвоенному моменту нуклона.

4. Энергия уровня (с данным n) растет с ростом l.

5. Энергия спин-орбитального взаимодействия для состояния, отвечающего параллельному расположению lи s,больше, чем для антипараллельного.

Недостатки оболочечной модели:

1. При заполнении уровней потенциальной ямы нуклонами наблюдаются случаи расхождения между предсказываемыми и экспериментальными значениями спинов для некоторых ядер. Например, спин ядра fLi согласно модели ядерных - оболочек определяется моментами третьего протона и третьего нейтрона. Оба эти нуклона находятся в состоянии 1/?3/2. Следовательно, в соответствии с правилами, сформулированными в § 12, п. 2,6, модель оболочек предсказывает ITeop(fLi) = 3. Между тем эксперимент дает 1эксп (fLi) = 1.

Эту трудность модели обычно обходили при помощи утверждения о нерегулярном заполнении уровней (которое раньше было установлено в атомной физике при заполнении некоторых электронных оболочек). Однако такое объяснение не всегда выглядит убедительным.

2. Ряд четно-четных ядер, относящихся к середине заполнения оболочек, имеет ярко выраженную структуру вращательных уровней. Этот экспериментальный факт противоречит модели, основанной на предположении о сферической симметрии самосогласованного потенциала и, следовательно, формы ядра.

3. Оболочечная модель дает резко заниженные значения электрических квадру-польных моментов для ядер, соответствующих заполнению середины ядерной оболочки. Очевидно, что квадрупольный электрический момент Qодночастичного происхождения должен быть примерно равен eR2, где R — радиус ядра. Между тем экспериментальные значения Q достигают (10—20) eR2.

4. Для тех же ядер (из середины ядерных оболочек) модель предсказывает резко заниженные по сравнению с экспериментом значения вероятностей γ-переходов типа Е2, при которых испускаются электрические γ-кванты, уносящие момент количества движения l=2.

Причины перечисленных недостатков оболочечной модели следует искать в тех предположениях, которые были положены в основу этой модели. Напомним, что таких предположений было сделано три: 1) сферическая симметрия потенциала; 2) отсутствие взаимодействия между нуклонами; 3) справедливость принципа Паули для нуклонов.

Статистика и четность

Микрочастицы обладают своеобразной характеристикой, называемой статистикой. Статистика является не индивидуальным, а коллективным свойством. Она проявляется лишь в присутствии не менее чем двух одинаковых частиц. Существование статистики является следствием принципа неразличимости одинаковых микрочастиц и вероятностного характера описания состояния в квантовой теории.

Принцип неразличимости состоит в том, что любые две микрочастицы одного сорта, например два протона, абсолютно одинаковы по всем своим свойствам, т. е. принципиально неотличимы друг от друга. Такая абсолютная одинаковость свойственна только микрочастицам и совершенно невозможна в макроскопическом мире. Как бы мы ни старались, нам никогда не удастся, например, сделать два абсолютно одинаковых стальных шарика диаметром в 1 см.

Абсолютная неразличимость микрочастиц приводит к тому, что состояние из двух таких частиц по своим свойствам ничем не отличается от состояния, в котором эти частицы поменялись местами. Отсюда следует более сильное утверждение о том, что перестановка частиц одного сорта вообще не переводит систему в новое состояние. Согласно этому утверждению не существует состояния из двух одинаковых частиц, в котором первая частица находится в состоянии a, а вторая в состоянии b (или, наоборот, первая в состоянии b, вторая в состоянии a). Существует лишь состояние, в котором одна из частиц находится в состоянии а, а другая в состоянии b.

В квантовом мире, микрочастица не имеет траектории, а описывается волновой функцией, имеющей смысл амплитуды вероятности. Здесь нет возможности точно предсказать, в каких местах окажутся в определенный момент времени первая и вторая частицы, можно лишь рассчитать вероятность нахождения каждой из этих частиц в той или иной области пространства. Но если получится, что расчетная вероятность, попадания в счетчик равна 5% для первой частицы и 20% для второй, то для одинаковых частиц отношение этих вероятностей будет непроверяемой экспериментально. Поскольку частицы неразличимы, то мы сможем лишь установить, что вероятность зарегистрировать одну из частиц равна 25%. Таким образом в квантовом мире состояние системы из одинаковых частиц не изменяется при взаимных перестановках.

В квантовой теории состояние системы из nчастиц описывается волновой функцией Ψ_m1,…,mn(r₁,…,r_n), зависящей от координат r₁,...,r_n и проекций спинов m₁,...,m_n частиц. После перестановки двух частиц, например первой и второй, состояние системы должно остаться неизменным. Для этого нужно, чтобы волновая функция состояния с переставленными частицами совпадала с исходной с точностью до числового множителя, который мы обозначим через P₁₂:

Ψ_m2,m1,…,mn(r₂,…,r_n) = P₁₂ Ψ_m1,m2,…,mn(r₁,…,r_n) (2.42)

Произведя операцию перестановки первой и второй частиц дважды, мы придем к первоначальной функции. Отсюда следует, что Р₁₂² = 1, т. е. Р₁₂ = ±1. Аналогичное рассуждение может быть проведено для любой пары одинаковых частиц: при перестановке двух одинаковых частиц волновая функция либо остается неизменной, т. е. является симметричной по частицам, либо меняет знак, т. е. является антисимметричной по частицам.

Можно показать, что частицам определенного сорта всегда свойствен только один из этих двух возможных типов перестановочной симметрии. Такое свойство частиц по отношению к перестановкам и называется статистикой. Частицы подчиняются статистике Бозе-Эйнштейна, если волновая функция системы таких частиц симметрична по отношению к перестановке любой пары частиц:

Ψ_m1,m2,…,mn(r₁,…,r_n)= Ψ_m2,m1,…,mn(r₂,…,r_n) (2.43)

Соответствующие частицы называются бозе-частицами (бозонами).

Частицы подчиняются статистике Ферми-Дирака, если волновая функция системы таких частиц антисимметрична по отношению к перестановке любой пары частиц:

Ψ_m1,m2,…,mn(r₁,…,r_n)= -Ψ_m2,m1,…,mn(r₂,…,r_n) (2.44)

Соответствующие частицы называются ферми-частицами (фермионами).

Для частиц, подчиняющихся статистике Ферми-Дирака, справедлив принцип Паули, согласно которому в одном и том же состоянии может находиться неболее одной частицы. Из квантовой механики следует, что волновая функция двух разных частиц, находящихся соответственно в состояниях Ψ¹и Ψ², равна их произведению Ψ¹*Ψ². Для одинаковых частиц в соответствии с (2.44) произведение будет антисимметричным по частицам:

(2.45)

Но выражение (2.45), очевидно, обращается в нуль, если функции Ψ¹и Ψ² одинаковы, что и приводит к принципу Паули. Для двух бозонов вместо (2.45) получается симметризованная по частицам функция

(2.46)

Выражение (2.46) уже не обращается в нуль для одинаковых функций, так что в одном и том же состоянии может находиться любое количество одинаковых бозонов. Для бозе-частиц принцип Паули не выполняется.

Статистика Ферми-Дирака определяется как такая, в которой в каждом состоянии может находиться не более одной частицы, а статистика Бозе-Эйнштейна как такая, в которой в одном и том же состоянии может находиться любое число частиц. В отношении статистики Ферми-Дирака такое определение является полным. Однако для статистики Бозе-Эйнштейна такое определение недостаточно, так как в нем не отражен тот факт, что в этом случае запрещены состояния, антисимметричные по частицам. Т.е разрешенными оказываются только функции, четные относительно изменения знака относительной координаты

Действие закона сохранения четности можно продемонстрировать на эффекте Зеемана. Рассмотрим сферически симметричный источник света, например, нагретый шар 1 (рис. 2.23). В свободном состоянии излучение этого источника будет, изотропным, т. е. одинаковым во все стороны. Если же мы окружим этот источник круговым проводником 2, по которому течет ток, то излучение, скажем, в плоскости тока будет иным, чем излучение в направлении, перпендикулярном этой плоскости, за счет того, что созданное круговым током магнитное поле поляризует атомы и молекулы источника света. Закон сохранения четности здесь позволяет предсказать, что независимо от деталей углового распределения испускаемого света излучение будет зеркально симметричным относительно плоскости, в которой течет ток. Так, на рис. 2.23 излучение вверх будет точно таким же, как и излучение вниз.

Закон сохранения четности приводит к ряду ограничений (правил отбора), для различных реакций взаимопревращений ядер и элементарных частиц. В квантовой теории состояние системы n частиц описывается комплексной волновой функцией Ψ(r₁,…,r_n), зависящей от координат этих частиц.

Для протонов, нейтронов и электронов, т. е. для частиц, из которых состоят атомы и ядра, а также для ряда других микрочастиц определение четности эквивалентно разделению функций начетные и нечетные. Состояние системы n таких частиц называется четным, если ее волновая функция не меняется при изменении знаков координат всех частиц:

Ψ_четн(-r₁,…,-r_n)=Ψ_четн(r₁,…,r_n) (2.49)

и нечетным, если волновая функция при такой операции (называемой инверсией координат) меняет знак:

Ψ_нечетн(-r₁,…,-r_n)=-Ψ_нечетн(r₁,…,r_n) (2.50)

Связь этого определения четности с зеркальной симметрией обусловлена тем, что преобразование инверсии r→-r состоит из зеркального отражения относительно плоскости, проходящей через начало координат, с последующим поворотом на 180° вокруг оси, перпендикулярной этой плоскости. Для общего случая произвольных микрочастиц определения четности состояния (2.49), (2.50) приходится немного усложнить. Оказывается, что каждая частица с ненулевой массой покоя обладает неотъемлемой характеристикой, называемой внутренней четностью. Внутренняя четность П частицы является числом, равным либо +1, либо -1. Частицы, для которых П=+1, называются четными, а частицы с П=-1 называются нечетными. Охватывающее все частицы определение четности состояния таково: состояние четно, если

П₁,…,П_nΨ_четн(-r₁,…,-r_n)=Ψ_четн(r₁,…,r_n) (2.51)

и нечетно, если

П₁,…,П_nΨ_нечетн(-r₁,…,-r_n)=-Ψ_нечетн(r₁,…,r_n) (2.52)

В (2.51), (2.52) П₁,...,П_n- внутренние четности частиц.

Из этих формул могут бытьвыведены следующие простые правил:

а) Четность частицы с орбитальным моментом ℓ и внутренней четностью П равна

П (-1)^ℓ.

б) Внутренняя четность П₁₂ сложной системы, состоящей из двух частиц (и вообще из двух подсистем) с внутренними четностями П₁ и П₂ и с относительным орбитальным моментом ℓ, равна П₁П₂ (-1)^ℓ. При этом внутренней четностью системы частиц мы называем ее четность в состоянии с нулевым суммарным импульсом.

Из совокупности самых разных опытных данных следует, что внутренние четности протона, нейтрона и электрона можно положить равными единице. Тогда из правил а), б) следует важное для теории атомов и ядер соотношение: четность системы n нуклонов (или электронов) с орбитальными моментамиℓ₁,...,ℓ_n равна (-1)^{ℓ1+ ℓ2+…+ ℓn}. Только что изложенные правила определения четностей различных состояний неприменимы для фотонов (и вообще для частиц с нулевой массой покоя и ненулевым спином).

Основные состояния четно-четных ядер характеризуются положительной четностью. Основные состояния других ядер могут быть как четными, так и нечетными. Ядра в возбужденных состояниях могут иметь различную четность, не обязательно совпадающую с четностью основного состояния. Совокупность значений спина и четности называется характеристикой уровня ядра.

Поиск по сайту: