Это про"бурый карлик"-потом будет больше

http://www.astronet.ru/db/msg/1168158

Начну немного из далека, с очень привычных ,для себя понятий"Как проявляются магические числа"

Прежде, чем ответить на этот вопрос, надо перечислить факты свидетельствуют о проявлении магических чисел. 1)Увеличение энергии связи ядер с заполненными оболочками по сравнению с соседними ядрами. 2)Увеличение энергии отделения одного или двух нуклонов. Наиболее отчетливо этот эффект заметен в энергии отделения двух нейтронов...3)Увеличение энергии Увеличение энергии -альфа распада для альфа-радиоактивных ядер вблизи магического числа 126 4)Увеличение числа бета стабильных изотопов для ядер с магическими числами нейтронов или протонов5)В ядрах с заполненными оболочками первый 2+ уровень расположен значительно выше по энергии по сравнению с соседними ядрами6)Магические числа соответствуют сферическим ядрам, имеющим нулевые значения электрических квадрупольных моментов 7)Ядра, с заполненными оболочками, имеют меньшую величину сечения захвата низкоэнергичных нейтронов. Ну "кто такие магические ядра" постить уже приходилось:это ядра , имеющие полностью заполненные оболочки, связаны более сильно по сравнению со своими соседями. Числа нейтронов или протонов, соответствующие заполненным оболочкам, были названы магическими числами. Это числа : 2, 8, 20, 28, 50, 82 и 126. Первые шесть чисел одинаковы для нейтронов и протонов. Число 126 соответствует заполненной нейтронной оболочке. Эти магические числа были получены для ядер вблизи долины стабильности. В том случае, когда число нейтронов N или число протонов Z равно одному из магических чисел, ядро называется магическим. В том случае, когда и N и Z равно магическому числу, ядра являются дважды магическими. Ядра 4He, 16O, 40Ca являются самосопряженными магическими ядрами. Ядро 40Ca - самое тяжелое стабильное ядро с N = Z. После 40Ca все известные ядра с N = Z являются протоноизбыточными и распадаются в результате +-распада и e-захвата. В настоящее время в связи с повышением точности экспериментов и появлением новых экспериментальных данных наряду с этими магическими числами наблюдают повышенную стабильность ядер с числами нейтронов или протонов N, Z = 14, 40, 64, что соответствует заполнению ядерных подоболочек. Эти числа иногда называют полумагическими....Оболочка Z=8 Ядро 16O является легчайшим (за исключением ядра 4He) дважды магическим стабильным ядром с N = Z = 8. Полумагическое число N = 14 соответствует заполнению подоболочки 1d5/2.Поиск устойчивого по отношению к нуклонному распаду ядра 22O был выполнен в ряде лабораторий. Однако результат оказался отрицательным. Хотя для соседнего четно-четного ядра 24Ne (Z = 10, N = 14) энергия первого уровня 2+ возрастает на 50% по сравнению с соседними ядрами, что свидетельствует о заполненности в этом ядре подоболочки N = 14. Для тяжелых изотопов кислорода можно также ожидать повышенную стабильность для дважды магического изотопа 28O (Z = 8, N = 20). Наиболее тяжелый изотоп кислорода, обнаруженный на сегодняшний день, 24O. Эта ситуация выглядит интригующей, так как обнаружены связанные состояния изотопов ядра (Z = 9) - 29F (N = 20) и даже 31F (N = 22). Одно из возможных объяснений состоит в том, что ядра этой области деформированы. Деформация является дополнительной степенью свободы для образования связанных состояний. Впервые эффект деформации ядер с N = 20, имеющих большой нейтронный избыток, наблюдался для ядра 32Mg (Z = 12, N = 20). Аномальное поведение зависимости энергии отделения двух нейтронов в районе N = 20 было обнаружено на нейтроноизбыточных изотопах Na (Z = 11).Эта аномалия поведения энергии отделения двух нейтронов качественно объясняеться дефформацией ядер в этой области N-Z диаграммы. Вывод,к-рый можно сделать из более детального анализа большого количества экспериментальных данных для ядер с N = 20, состоит в следующем. Ядра с N = 20, имеющие большой нейтронный избыток, перестают быть сферически симметричными. Аналогичная ситуация имеет место и в ядре 44S (Z = 16, N = 28), для которого исчезают особенности, связанные с заполненностью оболочки N = 28. Однако проблема существования магических чисел N = 20 и N = 28 в сильно нейтронно-избыточных ядрах требует дальнейшего исследования. Необходимо более детально исследовать смещение протонных уровней 1d3/2 и 2s1/2 по мере заполнения нейтронных оболочек при увеличении числа нейтронов от N = 20 до N = 28. Для легких ядер получена обширная спектроскопическая информация о массах изотопов, спинах и четностях основных и возбужденных состояний ядер, их каналах распада. Для легких ядер с N = Z (Z < 20) выполнено большое количество расчетов и они являются основой для проверки моделей, описывающих ядерную структуру. В первую очередь это относится к дважды магическим ядрам. Дважды магические ядра с N = Z сферически симметричны. Для N = Z ядер, имеющих значение Z между магическими числами, наблюдается деформация в основном состоянии. При этом деформация за счет протонов и нейтронов взаимно усиливается. Например, значительная деформация наблюдается у ядра 24Mg (N = Z = 12). Сильная деформация предсказывается для ядра с N = Z = 40. При этом форма ядра меняется от сплюснутого элипсоида к вытянутому. Изотопы Ni (Z=28) Цепочка изотопов никеля включают в себя несколько дважды магических изотопов - 48Ni (Z = 28, N = 20), 56Ni (N = 28), 78Ni (N=50) и изотоп 68Ni, соответствующий заполнению подоболочки N = 40. Существование ядра 48Ni свидетельствует о стабилизирующей роли оболочки N = 20 в нейтронодефицитных ядрах. Расчеты показывают, что оболочечные эффекты составляют ~1.5 МэВ. Изотопы 48Ni (Z = 28, N = 20) и 48Ca (Z = 20, N = 28) представляют уникальный случай зеркальных дважды магических ядер. Детальное исследование свойств этих ядер дает возможность изучить проявление зеркальной симметрии в дважды магических ядрах. Энергии возбуждения первого 2+ уровня в изотопах хрома (Z = 24), железа (Z = 26), никеля (Z = 28) и цинка (Z = 30) показаны на рис. 8.2. Для всех изотопов отчетливо наблюдается эффект заполнения оболочки N = 28. В отличие от N = 28 эффект заполнения подоболочки N = 40 отчетливо виден лишь для 68Ni.Эффект полумагического числа Z = 40 отчетливо проявляется как при N = 50, так и при N = 48 и 52. То есть наблюдается относительно большая устойчивость подоболочки Z = 40 по сравнению с подоболочкой N = 40. В этой связи большой интерес представляет исследование дважды полумагического ядра 80Zr (N = Z = 40). Было установлено, что оно сильно деформировано и представляет вытянутый эллипсоид с = 0.4. Вращательный спектр этого ядра хорошо описывается в оболочечной модели в предположении сильного смешивания оболочек 1f2p и 1g2d3s. Смешивание оболочек приводит к их сильному вырождению и проявляется в сосуществовании деформированных состояний, соответствующих вытянутому и сплюснутому эллипсоиду. Объяснение столь сильного нарушения сферической симметрии состоит в том, что ядра с числом нуклонов N, Z = 38 образуют устойчивые деформированные состояния и имеют большую энергетическую щель. Ядро 76Sr (N = Z = 38) также сильно деформировано в основном состоянии. Аналогичная ситуация имеет место и для дважды магических супер деформированных ядер 122Ce (Z = 58, N = 64) и 152Dy (Z = 66, N = 86). То есть в данном случае образуется некоторый аналог магических чисел - магические деформированные числа, соответствующие образованию особо устойчивых деформированных состояний. Экспериментальная информация о ядре 78Ni до конца неясна, однако имеющиеся данные по-видимому свидетельствуют о том, что это дважды магическое сферическое ядро. Оболочки Z=50, N=50 Самым тяжелым дважды магическим ядром с N = Z, известным в настоящее время, является радиоактивный изотоп 100Sn (Z = 50). Это последнее дважды магическое ядро с N = Z. Согласно существующим моделям все более тяжелые дважды магические ядра с N = Z нестабильны относительно испускания частиц из основного состояния. Магичность оболочки Z=50 подтверждается большим числом изотопов олова и удивительной стабильностью положения первого 2+ уровня в изотопах 104Sn-130Sn. Энергия этого уровня варьируется в пределах меньше 10% при средней энергии ~1.2 МэВ. Наблюдается конкуренция между сферической формой основного состояния ядра и его деформацией в возбужденном состоянии. Смещение первого 2+ уровня в область более высоких энергий (E4 МэВ) в дважды магическом ядре 132Sn (Z = 50, N = 82) свидетельствует о том, что эффект заполнения оболочки Z = 50 сохраняется и в этом ядре, сильно перегруженном нейтронами. Дважды магическое самосопряженное ядро 100Sn (N = Z = 50) в настоящее время детально исследуется с двумя соседями 98Cd и 102Sn как примеры систем двух протонных дырок и двух нейтронов над самосопряженным дважды магическим ядром 100Sn. Несомненный интерес представляет обнаружение и изучение свойств самого тяжелого дважды магического ядра 100Sn с N = Z= 50. Ядро 100Sn было получено и идентифицировано в двух независимых экспериментах. Интерес это представляет по след. причинам:-в ядре 100Sn последняя заполненная подоболочка по протонам и нейтронам 1g9/2, для ядер вблизи N = Z = 50 с большой вероятностью ожидаются распады с испусканием -частиц и нуклонов. Бета-распад ядер в этой области будет происходить в результате сверхразрешенного перехода Гамова - Теллера пg9/2->vg9/2Бета-распад ядра 100Sn происходит в результате сверхразрешенного перехода Гамова - Теллера на состояние 1+ ядра 100In с энергией возбуждения в области ~ 2.5 МэВ. В то время как для соседних ядер должны наблюдаться более сложные ,бета(в)распады, фрагментирующие по большому числу состояний конечного ядра. Так при распаде четно-четного ядра 98Cd наблюдается сильная фрагментация 1+ состояний в области энергий 1.7-2.5 МэВ соседнего нечетно-нечетного ядра 98Ag. Распад четно-нечетного ядра 105Sn происходит на большое число состояний с энергиями ~3.3 МэВ в соседнем ядре 105In. Природу этих состояний можно описать связью нечетного d5/2 нейтрона с Гаммов - Теллеровской парой в состоянии 1+ (пg(-1)9/2vg7/2)....Аналогичная ситуация предсказывается для распадов 101,103Sn.Расчеты в целом достаточно хорошо описывают особенности распада ядер в этой области, в частности, периоды в-распада, однако требуют дальнейших исследований распадов с испусканием протонов и альфа частиц. Распады 100Sn с испусканием -частиц не обнаружены. Теоретические оценки предсказывают для веростности распада с испусканием протонов < 10-4. Экспериментально полученные оценки для этого распада < 20%. Изотопы свинца Особый интерес представляют изотопы свинца Pb (Z=82). Изучая изотопы свинца, можно проследить как влияет заполнение нейтронами подоболочек в районе N=126 на свойства атомных ядер. 208Pb самое тяжелое дважды магическое стабильное ядро (Z = 82, N = 126). В настоящее время получена обширная информация о 32 изотопах свинца от самого легкого 178Pb (N = 96) до самого тяжелого 214Pb (N = 132). В легких изотопах свинца наблюдается очень интересное явление - конкуренция сферической формы в основном состоянии ядра с деформированными низколежащими состояниями. Так, в изотопе свинца 186Pb (N=104), что находится как раз по середине между магическими числами N = 82 и N = 126 наблюдается довольно уникальная ситуация. Основное состояние и первые два возбужденных состояния соответствуют трем различным макроскопическим состояниям: сферически симметричному, сплюснутому эллипсоиду и вытянутому эллипсоиду...Особенности возбуждённых состояний атомных ядер можно объяснить в рамках оболочечной модели с усредненным потенциалом и остаточным взаимодействием между валентными нуклонами. Остаточное взаимодействие нуклонов вне замкнутых оболочек можно представить как линейную комбинацию двухчастичных взаимодействий. Наиболее простым с точки зрения интерпретации экспериментальных данных является случай, когда количество нуклонов или дырок сверх заполненных оболочек равно двум. Рассмотрим это на примере ядер вблизи дважды магического ядра 208Pb (Z = 82, N = 126). Данные о природе возбужденных состояний в ядрах 208Pb + n, 208Pb + p получены из анализа возбужденных состояний ядер 207Pb, 209Pb, 207Tl, 209Bi в реакциях срыва или подхвата одного нуклона. Последовательности заполнения частичных и дырочных протонных и нейтронных состояний вблизи ядра 208Pb ...Схема возбужденных состояний ядер 209Pb и 209Bi, отличающихся от дважды магического ядра 208Pb добавлением одного нейтрона и одного протона....Взаимодействие восемьдесятьтретьего протона в ядре 209Bi в состоянии h9/2 с вибрационным состоянием 3- (E*~2.6 МэВ) приводит к появлению мультиплета состояний 3/2, 5/2, …15/2 положительной четности, расположенных в области энергии возбуждения состояния 3-. Взаимодействие восемьдесятьтретьего протона с возбужденными состояниями остова JP = 5-, 2+, 4+ приводит к появлению мультиплетов состояний [208Pb(5-)·h9/2], [208Pb(2+)·h9/2], [208Pb(4+)·h9/2] с расстоянием между отдельными уровнями порядка десятка кэВ. Аналогичная ситуация имеет место и для изотопов 207Pb, 207Tl и 209Pb....Взаимодействие между протонами над остовом 208Pb приводит к тому, что эти состояния расщепляются образуя мультиплеты. (h9/2)(2 )-> 0+, 2+, 4+, 8+; (h9/2f7/2)-> 1+, 2+, 3+, 4+, 5+, 6+, 7+, 8+; (h9/2j13/2) -> 2-, 3-, 4-, 5-, 6-, 7-, 8-, 9-, 10-,11 Ядра с N = Z Большой интерес представляет изучение свойств ядер, имеющих одинаковое число нейтронов и протонов. В случае легких ядер это, как правило, ядра, расположенные вблизи долины стабильности. При N=Z проявляется эффект n-n и p-p спаривания. По мере продвижения к большим Z величина энергии связи (отделения) нейтронов для ядер с N = Z практически не меняется (epsilon n~13-15 МэВ), в то время как энергия отделения протнов epsilonp уменьшается до 2-3 МэВ для Z~40. Уменьшение величины epsilon p это обуславливаеться с приближением к границе протонной стабильности. Но несмотря на то,что при увеличении Z для ядер с N = Z происходит уменьшение глубины потенциальной ямы для протонов вплоть до Z = 30, не наблюдается различий в заполнении протонных и нейтронных уровней. В табл. 8.3 приведены значения спинов и четностей основных состояний ядер с (Z, N+1) и (Z+1, N), отличающихся от ядер с N = Z добавлением одного нейтрона (протона) (N и Z четные). Совпадение значений спинов и четностей для ядер, имеющих один неспаренный нейтрон или протон, свидетельствует в пользу того, что неспаренные частицы находятся в одинаковых одночастичных состояниях в протонной и нейтронной ямах. Простейшие оболочечные модели хорошо предсказывают экспериментально наблюдаемые значения спинов и четностей.Энергии спаривания нейтронов и протонов могут быть получены из данных по энергиям связи ядер. На рис. 8.13 приведены значения энергии n-p-спаривания для нечетно-нечетных ядер с N = Z и для нечетно-нечетных ядер с N = Z +2. В случае легких ядер различие в энергиях n-p-спаривания составляет ~ 3-4 МэВ и уменьшается до 1.0-1.5 МэВ для ядер с Z = 30. Уменьшение величины n-p-спаривания можно объяснить за счет различия в орбитальных моментах спаривающихся нейтронов и протонов.Фундоментальной проблемой современной ядерки являеться исследование различий во взаимодействии двух свободных нуклонов и их взаимодействия в ядерной среде .....(не шокируйтесь, там много сокращений)

чтоб ты сдох

Зеемана эффект(это тут впишиться и ещё как)

Это - расщепление спектральных линий под действием на излучающее вещество внеш. магн. поля. 3. э., наблюдаемый в спектрах поглощения, получил название обратного, все его закономерности аналогичны закономерностям прямого 3. э. (наблюдаемого в линиях излучения).Он был открыт нидерландским физиком П. Зееманом в 1896 г. при лабораторных исследованиях свечения паров натрия. Зеемановское расщепление двух близких спектр. линий атома натрия, расположенных в жёлтой области видимого спектра .Картина расщепления существенно зависит от направления наблюдения по отношению к направлению магн. поля. В связи с этим различают продольный и поперечный 3. э. При наблюдении перпендикулярно магн. полю (поперечный 3. э.) все компоненты спектр. линии поляризованы линейно , часть - параллельно полю H(п-компонента), часть - перпендикулярно (сигма-компоненты). При наблюдении вдоль поля (продольный 3. э.) остаются видимыми лишь сигма-компоненты, однако линейная поляризация их сменяется круговой .Распределение интенсивности в наблюдаемой системе компонентов оказывается сложным. Первое объяснение 3. э. было дано нидерл. физиком Х. Лоренцем в 1897 г. в рамках классич. теории, согласно к-рой движение электрона в атоме рассматривается как гармония, колебания линейного осциллятора. По этой теории спектр. линия при поперечном 3. э. расщепляется на три компонента. Такое явление получило название нормального 3. э., а расщепление линии на большее число компонентов - аномального З.э. Однако обычно наблюдается именно аномальный эффект. Исключение составляют переходы между синглетными уровнями, а также случаи сильного магн. поля(за объяснение в 1902г Лоренц получил Нобелевку).Полное объяснение 3. э. получил на основе квантовой теории. Уровни энергии атома расщепляются в магн. поле на подуровни. Квантовые переходы между подуровнями двух уровней порождают компоненты спектр. линии. Каждый энергетич. уровень атома характеризуется механич. моментом количества движения J. Расщепление уровней обусловлено тем, что с механич. моментом связан магн. момент :мю=-мюb gj,мюb=eh/2mc(№1) где мю-магнетон Бора, a g - т.н. фактор Ланде,e, m - заряд и масса электрона.Знак минус обусловлен отрицат. зарядом электрона. Взаимодействие магнитного момента мю с полем H изменяет энергию уровня. Величина этого взаимодействия зависит от взаимной ориентации мю и НВектор J в магн. поле может иметь 2J+1 ориентации, при к-рых его проекция JH=M, где М - магнитное квантовое число. Оно принимает значения 0,+(или-) 1,+(или-) J.Столько же значений может иметь проекция мюН магн. момента мюна направление H. Поэтому уровень расщепляется на 2J+1 компонентов. Изменение энергии каждого компонента (по отношению к энергии уровня в отсутствие поля) с учётом ф-лы (1) равно:дельта мал. эпсилон=-мюнH=мюbgMH( 2)Механич. момент атома складывается из орбитального момента L и спинового момента S: J=L+S. Аналогично магн. момент мю=мю L-мюS. Величина мю L аналогична магн. моменту тока, образованного орбитальным движением электронов в атоме, и равна -мюbL с мюS всё немного по другому -сложнее, т.к. спиновый момент S связан с внутр. характеристикой электронов, а не с их движением.Из эксперементов,а также из из релятивистской квантовой теории Дирака выходит ,что мюS=-2мюbS,т.е. на единицу спинового момента приходится вдвое больший магн. момент. Т.о., полный магн. момент:мю=-мюb(L+2S) =-мюb(J+S)(№3). Мю вектор прецессирует вокруг вектора J, так что в среднем он направлен вдоль J, а его величина определяется по ф-ле (№1). Согласно расчётам на основе квантовой механики, фактор Ланде:g=1+[J(J+1)-L(L+ 1)+S(S+1)]/2J(J+1)( №4).Согласно с ф-лой (№2) смещение частот компонентов линий равно: дельта малая v= мюbН/ h[g2M2-g1M1](5) Изменение квантового числа М определяется правилом отбора дельта М=М2-М1=0=+(или-)1.Всевозможные переходы, удовлетворяющие этому правилу, дают зеемановскую структуру линии. В общем случае значения фактора Ланде различны для верхнего и нижнего уровней, переход между к-рыми образует спектр. линию. Т.о., переходы с различными M1 дают разные сигма v даже при одинаковом дельта М...В результате получается сложная картина - аномальный 3. э. Сходная картина получается в частном случае, когда g1=g2. В очень сильном поле H связь L и S нарушается, оба вектора начинают независимо друг от друга прецессировать вокруг направления J с проекциями ML и MS. Нарушение связи имеет место в случае, когда зеемановское расщепление становится больше тонкой структуры, т.е. J-структуры уровня LS. При этом мюH=(М L+2MS)мюb Переход от аномального к нормальному 3. э. в сильном поле наз. эффектом Пашена-Бака. При переходе нарушается линейная зависимость смещения от поля. Для различных линий эффект возникает при разных величинах магн. поля....В астрофизике 3. э. используется для определения магн. полей космич. объектов.При измерениях магн. полей звёзд зеемановское расщепление спектр. линий обычно наблюдается в поглощении.Очень сильные магн. поля, превосходящие 10 Гс, обнаружены по 3. э. у нескольких вырожденных звёзд - белых карликов.....