Сверхтонкая структура

В атомной физике , сверхтонкая структура определяются малыми сдвигами и расщеплениями ^{[ разъяснение необходимости ]} в энергетических уровнях из атомов , молекул и ионов , из - за взаимодействие между ядром и электронными облаками.

В атомах сверхтонкая структура возникает из-за энергии ядерного магнитного дипольного момента, взаимодействующего с магнитным полем, создаваемого электронами, и энергии ядерного электрического квадрупольного момента в градиенте электрического поля из-за распределения заряда внутри атома. В молекулярной сверхтонкой структуре, как правило, преобладают эти два эффекта, но они также включают энергию, связанную с взаимодействием между магнитными моментами, связанными с различными магнитными ядрами в молекуле, а также между ядерными магнитными моментами и магнитным полем, создаваемым вращением молекула.

Сверхтонкая структура контрастирует с тонкой структурой , которая возникает в результате взаимодействия между магнитными моментами, связанными со спином электрона, и орбитальным угловым моментом электронов . Сверхтонкая структура со сдвигом энергии, обычно на порядки меньшим, чем сдвиг тонкой структуры, возникает в результате взаимодействий ядра (или ядер в молекулах) с внутренними электрическими и магнитными полями.

Схематическое изображение тонкой и сверхтонкой структуры нейтрального атома водорода

История [ править ]

Оптическая сверхтонкая структура была обнаружена в 1881 году Альбертом Абрахамом Майкельсоном . ^[1] Однако это можно было объяснить только в терминах квантовой механики, когда Вольфганг Паули предположил существование малого ядерного магнитного момента в 1924 году.

В 1935 г. Х. Шулер и Теодор Шмидт предложили существование ядерного квадрупольного момента для объяснения аномалий в сверхтонкой структуре.

Теория [ править ]

Теория сверхтонкой структуры исходит непосредственно из электромагнетизма , состоящего из взаимодействия ядерных мультипольных моментов (за исключением электрического монополя) с внутренне генерируемыми полями. Теория сначала выводится для атомного случая, но может быть применена к каждому ядру в молекуле. После этого обсуждаются дополнительные эффекты, уникальные для молекулярного случая.

Атомная сверхтонкая структура [ править ]

Магнитный диполь [ править ]

Доминирующим членом в сверхтонком гамильтониане обычно является член магнитного диполя. Атомные ядра с ненулевым ядерным спином обладают магнитным дипольным моментом, определяемым как:${\ displaystyle \ mathbf {I}}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}_{\text{I}}=g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}\mathbf {I} ,}$

где это г -коэффициент и является ядерным магнетоном .${\displaystyle g_{\text{I}}}$${\displaystyle \mu _{\text{N}}}$

Есть энергия, связанная с магнитным дипольным моментом в присутствии магнитного поля. Для ядерного магнитного дипольного момента μ _I , помещенного в магнитное поле B , соответствующий член в гамильтониане имеет вид: ^[2]

${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}=-{\boldsymbol {\mu }}_{\text{I}}\cdot \mathbf {B} .}$

При отсутствии приложенного извне поля, магнитное поле , испытываемое ядра , что связано с орбитали ( ℓ ) и спина ( ы ) углового момента электронов:

${\displaystyle \mathbf {B} \equiv \mathbf {B} _{\text{el}}=\mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }+\mathbf {B} _{\text{el}}^{s}.}$

Орбитальный угловой момент электрона возникает в результате движения электрона вокруг некоторой фиксированной внешней точки, которую мы примем за местоположение ядра. Магнитное поле в ядре из-за движения одиночного электрона с зарядом - e в положении r относительно ядра определяется выражением:

${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }={\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {-e\mathbf {v} \times -\mathbf {r} }{r^{3}}},}$

где - r дает положение ядра относительно электрона. В терминах магнетона Бора это дает:

${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{r^{3}}}{\frac {\mathbf {r} \times m_{\text{e}}\mathbf {v} }{\hbar }}.}$

Признавая, что m _e v - это импульс электрона, p , и что r × p / ħ - это орбитальный угловой момент в единицах ħ , ℓ , мы можем написать:

${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{r^{3}}}\mathbf {\ell } .}$

Для многоэлектронного атома это выражение обычно записывается через полный орбитальный угловой момент, суммируя по электронам и используя оператор проекции,, где . Для состояний с четко определенной проекцией орбитального углового момента L _z мы можем записать :${\displaystyle \scriptstyle {\mathbf {L} }}$${\displaystyle \scriptstyle {\varphi _{i}^{\ell }}}$${\textstyle \sum _{i}\mathbf {\ell } _{i}=\sum _{i}\varphi _{i}^{\ell }\mathbf {L} }$${\displaystyle \scriptstyle {\varphi _{i}^{l}={\hat {l}}_{z_{i}}/L_{z}}}$

${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{L_{z}}}\sum _{i}{\frac {{\hat {\ell }}_{zi}}{r_{i}^{3}}}\mathbf {L} .}$

Спиновый угловой момент электрона - это принципиально иное свойство, которое присуще частице и поэтому не зависит от движения электрона. Тем не менее, это угловой момент, и любой угловой момент, связанный с заряженной частицей, приводит к магнитному дипольному моменту, который является источником магнитного поля. Электрон со спиновым угловым моментом s имеет магнитный момент μ _s , определяемый по формуле:

${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}=-g_{s}\mu _{\text{B}}\mathbf {s} ,}$

где g _s - g -фактор спина электрона, а отрицательный знак означает, что электрон заряжен отрицательно (учтите, что отрицательно и положительно заряженные частицы с одинаковой массой, движущиеся по эквивалентным путям, будут иметь одинаковый угловой момент, но в результате будут возникать токи в обратном направлении).

Магнитное поле дипольного момента, μ _s , определяется по формуле: ^[3]

${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{s}={\frac {\mu _{0}}{4\pi r^{3}}}\left(3\left({\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}\cdot {\hat {\mathbf {r} }}\right){\hat {\mathbf {r} }}-{\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}\right)+{\dfrac {2\mu _{0}}{3}}{\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}\delta ^{3}(\mathbf {r} ).}$

Таким образом, полный магнитный дипольный вклад в сверхтонкий гамильтониан определяется выражением:

${\displaystyle {\begin{aligned}{\hat {H}}_{D}={}&2g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}\mu _{\text{B}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {1}{L_{z}}}\sum _{i}{\dfrac {{\hat {l}}_{zi}}{r_{i}^{3}}}\mathbf {I} \cdot \mathbf {L} \\&{}+g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}g_{\text{s}}\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{S_{z}}}\sum _{i}{\frac {{\hat {s}}_{zi}}{r_{i}^{3}}}\left\{3\left(\mathbf {I} \cdot {\hat {\mathbf {r} }}\right)\left(\mathbf {S} \cdot {\hat {\mathbf {r} }}\right)-\mathbf {I} \cdot \mathbf {S} \right\}\\&{}+{\frac {2}{3}}g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}g_{\text{s}}\mu _{\text{B}}\mu _{0}{\frac {1}{S_{z}}}\sum _{i}{\hat {s}}_{zi}\delta ^{3}\left(\mathbf {r} _{i}\right)\mathbf {I} \cdot \mathbf {S} .\end{aligned}}}$

Первый член дает энергию ядерного диполя в поле, обусловленном электронным орбитальным угловым моментом. Второй член дает энергию взаимодействия ядерного диполя на "конечном расстоянии" с полем, обусловленным спиновыми магнитными моментами электрона. Последний член, часто известный как контактный член Ферми, относится к прямому взаимодействию ядерного диполя со спиновыми диполями и отличен от нуля только для состояний с конечной спиновой плотностью электронов в положении ядра (с неспаренными электронами в s -подоболочки). Утверждалось, что можно получить другое выражение, если учесть детальное распределение ядерного магнитного момента. ^[4]

Для состояний это можно выразить в виде${\displaystyle \ell \neq 0}$

${\displaystyle {\hat {H}}_{D}=2g_{I}\mu _{\text{B}}\mu _{\text{N}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {\mathbf {I} \cdot \mathbf {N} }{r^{3}}},}$

куда:

${\displaystyle \mathbf {N} =\mathbf {\ell } -{\frac {g_{s}}{2}}\left[\mathbf {s} -3(\mathbf {s} \cdot {\hat {\mathbf {r} }}){\hat {\mathbf {r} }}\right].}$^[2]

Если сверхтонкая структура мала по сравнению со структурой тонкой (иногда называемой И.Я. -coupling по аналогии с Л.С. -coupling ), я и J является хорошими квантовыми числами и матричные элементы могут быть аппроксимирована , как диагональ в I и J . В этом случае (обычно это верно для легких элементов) мы можем спроецировать N на J (где J = L + S - полный электронный угловой момент), и мы имеем: ^[5]${\displaystyle \scriptstyle {{\hat {H}}_{\text{D}}}}$

${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}=2g_{I}\mu _{\text{B}}\mu _{\text{N}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {\mathbf {N} \cdot \mathbf {J} }{\mathbf {J} \cdot \mathbf {J} }}{\dfrac {\mathbf {I} \cdot \mathbf {J} }{r^{3}}}.}$

Обычно это записывается как

${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}={\hat {A}}\mathbf {I} \cdot \mathbf {J} ,}$

с постоянной сверхтонкой структуры, которая определяется экспериментально. Поскольку I · J = ½ { F · F - I · I - J · J } (где F = I + J - полный угловой момент), это дает энергию:${\textstyle \left\langle {\hat {A}}\right\rangle }$

${\displaystyle \Delta E_{\text{D}}={\frac {1}{2}}\left\langle {\hat {A}}\right\rangle [F(F+1)-I(I+1)-J(J+1)].}$

В этом случае сверхтонкое взаимодействие удовлетворяет правилу интервалов Ланде .

Электрический квадруполь [ править ]

Атомные ядра со спином обладают электрическим квадрупольным моментом . ^[6] В общем случае это представлено в ранге -2 тензора , с компонентами определяется по формуле: ^[3]${\displaystyle \scriptstyle {I\geq 1}}$${\displaystyle \scriptstyle {\underline {\underline {Q}}}}$

${\displaystyle Q_{ij}={\frac {1}{e}}\int \left(3x_{i}^{\prime }x_{j}^{\prime }-\left(r^{\prime }\right)^{2}\delta _{ij}\right)\rho \left(\mathbf {r} ^{\prime }\right)\,d^{3}r^{\prime },}$

где i и j - тензорные индексы от 1 до 3, x _i и x _j - пространственные переменные x , y и z, зависящие от значений i и j соответственно, δ _ij - символ Кронекера, а ρ ( r ) - плотность заряда. Будучи трехмерным тензором ранга 2, квадрупольный момент имеет 3 ² = 9 компонент. Из определения компонент ясно, что тензор квадруполя является симметричной матрицей ( Q_ij = Q _ji ), который также не имеет следов (Σ _i Q _ii = 0), дающий только пять компонентов в неприводимом представлении . Выражаясь в обозначениях неприводимых сферических тензоров, имеем: ^[3]

${\displaystyle T_{m}^{2}(Q)={\sqrt {\frac {4\pi }{5}}}\int \rho \left(\mathbf {r} ^{\prime }\right)\left(r^{\prime }\right)^{2}Y_{m}^{2}\left(\theta ^{\prime },\varphi ^{\prime }\right)\,d^{3}r^{\prime }.}$

Энергия , связанная с электрическим квадрупольным моментом в электрическом поле зависит не от напряженности поля, но на градиенте электрического поля, меченное смешение , другой ранг-2 тензор задается внешним продуктом из - дель - оператора с вектором электрического поля:${\textstyle {\underline {\underline {q}}}}$

${\displaystyle {\underline {\underline {q}}}=\nabla \otimes \mathbf {E} ,}$

с компонентами, указанными:

${\displaystyle q_{ij}={\frac {\partial ^{2}V}{\partial x_{i}\,\partial x_{j}}}.}$

Опять же ясно, что это симметричная матрица, и, поскольку источником электрического поля в ядре является распределение заряда, полностью находящееся вне ядра, это можно выразить как 5-компонентный сферический тензор , с: ^[7]${\displaystyle \scriptstyle {T^{2}(q)}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}T_{0}^{2}(q)&={\frac {\sqrt {6}}{2}}q_{zz}\\T_{+1}^{2}(q)&=-q_{xz}-iq_{yz}\\T_{+2}^{2}(q)&={\frac {1}{2}}(q_{xx}-q_{yy})+iq_{xy},\end{aligned}}}$

куда:

${\displaystyle T_{-m}^{2}(q)=(-1)^{m}T_{+m}^{2}(q)^{*}.}$

Квадрупольный член в гамильтониане, таким образом, определяется выражением:

${\displaystyle {\hat {H}}_{Q}=-eT^{2}(Q)\cdot T^{2}(q)=-e\sum _{m}(-1)^{m}T_{m}^{2}(Q)T_{-m}^{2}(q).}$

Типичное атомное ядро ​​близко приближается к цилиндрической симметрии, и поэтому все недиагональные элементы близки к нулю. По этой причине ядерный электрический квадрупольный момент часто обозначается Q _zz . ^[6]

Молекулярная сверхтонкая структура [ править ]

Молекулярный сверхтонкий гамильтониан включает те члены, которые уже получены для атомного случая с магнитным дипольным членом для каждого ядра с и электрическим квадрупольным членом для каждого ядра с . Термины магнитного диполя были впервые получены для двухатомных молекул Фрошем и Фоли ^[8], и полученные сверхтонкие параметры часто называют параметрами Фроша и Фоли.${\displaystyle I>0}$${\displaystyle I\geq 1}$

В дополнение к эффектам, описанным выше, существует ряд эффектов, специфичных для молекулярного случая. ^[9]

Прямой ядерный спин-спин [ править ]

Каждое ядро ​​с имеет ненулевой магнитный момент, который одновременно является источником магнитного поля и имеет связанную энергию из-за наличия комбинированного поля всех других ядерных магнитных моментов. Суммирование по каждому магнитному моменту усеяны полями из - за каждый другой магнитный момент дает прямое слагаемое ядерного спин-спиновому в сверхтонком гамильтониане, . ^[10]${\displaystyle I>0}$${\displaystyle {\hat {H}}_{II}}$

${\displaystyle {\hat {H}}_{II}=-\sum _{\alpha \neq \alpha ^{\prime }}{\boldsymbol {\mu }}_{\alpha }\cdot \mathbf {B} _{\alpha ^{\prime }},}$

где α и α ' - индексы, представляющие ядро, вносящее вклад в энергию, и ядро, которое является источником поля соответственно. Подставляя выражения для дипольного момента через ядерный угловой момент и магнитное поле диполя, приведенные выше, мы имеем

${\displaystyle {\hat {H}}_{II}={\dfrac {\mu _{0}\mu _{\text{N}}^{2}}{4\pi }}\sum _{\alpha \neq \alpha ^{\prime }}{\frac {g_{\alpha }g_{\alpha ^{\prime }}}{R_{\alpha \alpha ^{\prime }}^{3}}}\left\{\mathbf {I} _{\alpha }\cdot \mathbf {I} _{\alpha ^{\prime }}-3\left(\mathbf {I} _{\alpha }\cdot {\hat {\mathbf {R} }}_{\alpha \alpha ^{\prime }}\right)\left(\mathbf {I} _{\alpha ^{\prime }}\cdot {\hat {\mathbf {R} }}_{\alpha \alpha ^{\prime }}\right)\right\}.}$

Ядерный спин – вращение [ править ]

Ядерные магнитные моменты в молекуле существуют в магнитном поле благодаря угловому моменту T ( R - вектор межъядерного смещения), связанному с объемным вращением молекулы, ^[10] таким образом

${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{IR}}={\frac {e\mu _{0}\mu _{\text{N}}\hbar }{4\pi }}\sum _{\alpha \neq \alpha ^{\prime }}{\frac {1}{R_{\alpha \alpha ^{\prime }}^{3}}}\left\{{\frac {Z_{\alpha }g_{\alpha ^{\prime }}}{M_{\alpha }}}\mathbf {I} _{\alpha ^{\prime }}+{\frac {Z_{\alpha ^{\prime }}g_{\alpha }}{M_{\alpha ^{\prime }}}}\mathbf {I} _{\alpha }\right\}\cdot \mathbf {T} .}$

Сверхтонкая структура малых молекул [ править ]

Типичный простой пример сверхтонкой структуры из-за взаимодействий, обсужденных выше, - это вращательные переходы цианида водорода ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) в его основном колебательном состоянии . Здесь, электрическое квадрупольное взаимодействие обусловлено ¹⁴ N-ядро, сверхтонкий ядерный спин-спиновое расщепление от магнитной связи между азотом, ¹⁴ Н ( я _Н = 1), и водород, ¹ Н ( я _Н = ¹ ⁄ ₂ ), и спин-вращательное взаимодействие водорода за счет ¹H-ядро. Эти вносящие вклад в сверхтонкую структуру молекулы взаимодействия перечислены здесь в порядке убывания влияния. Субдоплеровские методы использовались, чтобы различить сверхтонкую структуру вращательных переходов HCN. ^[11]

В дипольном правиле отбора для структуры HCN сверхтонких переходов , где J представляет собой вращательное квантовое число и F является общим вращательным квантовым числом включительно (ядерного спина ), соответственно. Наинизший переход ( ) распадается на сверхтонкий триплет. Используя правила отбора, сверхтонкая картина переходов и переходов высших диполей имеет форму сверхтонкого секстета. Однако одна из этих компонент ( ) несет только 0,6% интенсивности вращательного перехода в случае . Этот вклад уменьшается с увеличением J. Таким образом, снизу вверх сверхтонкая структура состоит из трех очень близко расположенных более сильных сверхтонких компонентов (${\displaystyle \Delta J=1}$${\displaystyle \Delta F=\{0,\pm 1\}}$${\displaystyle F=J+I_{\text{N}}}$${\displaystyle J=1\rightarrow 0}$${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$${\displaystyle \Delta F=-1}$${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$${\displaystyle \Delta J=1}$, ) вместе с двумя широко разнесенными компонентами; один со стороны низких частот и один со стороны высоких частот относительно центрального сверхтонкого триплета. Каждый из этих выбросов несет ~ ( J - верхнее вращательное квантовое число разрешенного дипольного перехода) интенсивность всего перехода. Для последовательно более высоких переходов J наблюдаются небольшие, но значительные изменения относительной интенсивности и положения каждого отдельного сверхтонкого компонента. ^[12]${\displaystyle \Delta F=1}$${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}J^{2}}$

Измерения [ править ]

Сверхтонкие взаимодействия может быть измерена, среди прочего, в атомных и молекулярных спектров и электронного парамагнитного резонанса спектры свободных радикалов и переходных металлов ионами.

Приложения [ править ]

Астрофизика [ править ]

Поскольку сверхтонкое расщепление очень мало, частоты перехода обычно не находятся в оптическом диапазоне, а находятся в диапазоне радио- или микроволновых (также называемых субмиллиметровыми) частотами.

Сверхтонкая структура дает линию 21 см, наблюдаемую в областях HI в межзвездной среде .

Карл Саган и Фрэнк Дрейк считали сверхтонкий переход водорода достаточно универсальным явлением, чтобы его можно было использовать в качестве базовой единицы времени и длины на мемориальной доске Pioneer, а затем и в Voyager Golden Record .

В субмиллиметровом астрономии , гетеродинный приемники широко используются для обнаружения электромагнитных сигналов от небесных объектов , таких как звездообразования ядра или молодых звездных объектов . Расстояния между соседними компонентами в сверхтонком спектре наблюдаемого вращательного перехода обычно достаточно малы, чтобы соответствовать полосе ПЧ приемника . Поскольку оптическая толщина изменяется в зависимости от частоты, отношения сил между сверхтонкими компонентами отличаются от отношений их собственных (или оптически тонких ) интенсивностей (это так называемые сверхтонкие аномалии , часто наблюдаемые во вращательных переходах HCN ^[12].). Таким образом, возможно более точное определение оптической глубины. Отсюда мы можем получить физические параметры объекта. ^[13]

Ядерная спектроскопия [ править ]

В методах ядерной спектроскопии ядро используется для исследования локальной структуры материалов. В основе этих методов лежит сверхтонкое взаимодействие с окружающими атомами и ионами. Важными методами являются ядерный магнитный резонанс , мессбауэровская спектроскопия и возмущенная угловая корреляция .

Ядерная технология [ править ]

В процессе лазерного разделения изотопов атомарного пара (AVLIS) используется сверхтонкое расщепление между оптическими переходами в уране-235 и уране-238 для селективной фотоионизации только атомов урана-235 и последующего отделения ионизированных частиц от неионизированных. Точно настроенные лазеры на красителях используются в качестве источников излучения необходимой точной длины волны.

Использование при определении секунды и счетчика системы СИ [ править ]

Переход сверхтонкой структуры можно использовать для создания режекторного микроволнового фильтра с очень высокой стабильностью, воспроизводимостью и добротностью , который, таким образом, может быть использован в качестве основы для очень точных атомных часов . Термин « частота перехода» означает частоту излучения, соответствующую переходу между двумя сверхтонкими уровнями атома, и равна f = Δ E / h , где Δ E - разность энергий между уровнями, а h - постоянная Планка . Обычно частота перехода того или иного изотопа цезия илиВ основе этих часов лежат атомы рубидия .

Благодаря точности атомных часов, основанных на переходах сверхтонкой структуры, они теперь используются в качестве основы для определения секунды. Одна секунда теперь определена как точно9 192 631 770 циклов частоты переходов сверхтонкой структуры атомов цезия-133.

21 октября 1983 года 17-я сессия CGPM определила метр как длину пути, пройденного светом в вакууме за интервал времени1/299 792 458из второй . ^{[14] [15]}

Прецизионные тесты квантовой электродинамики [ править ]

Сверхтонкое расщепление в водороде и мюонии использовалось для измерения значения постоянной тонкой структуры α. Сравнение с измерениями α в других физических системах обеспечивает строгую проверку КЭД .

Кубит в квантовых вычислениях с ионной ловушкой [ править ]

Сверхтонкие состояния захваченного иона обычно используются для хранения кубитов в квантовых вычислениях с ионными ловушками . Их преимущество в том, что они имеют очень долгое время жизни, экспериментально превышающее ~ 10 минут (по сравнению с ~ 1  с для метастабильных электронных уровней).

Частота, связанная с энергетическим разделением состояний, находится в микроволновом диапазоне , что позволяет управлять сверхтонкими переходами с помощью микроволнового излучения. Однако в настоящее время нет эмиттера, который можно было бы сфокусировать, чтобы адресовать конкретный ион из последовательности. Вместо этого для управления переходом может использоваться пара лазерных импульсов, разность частот ( отстройка ) которых равна требуемой частоте перехода. По сути, это вынужденный рамановский переход . Кроме того, градиенты ближнего поля были использованы для индивидуальной адресации двух ионов, разделенных приблизительно 4,3 микрометра, непосредственно с помощью микроволнового излучения. ^[16]

См. Также [ править ]

• Динамическая ядерная поляризация
• Электронный парамагнитный резонанс

Ссылки [ править ]

Внешние ссылки [ править ]

• Поиск ядерных магнитных и электрических моментов - данные о структуре и распаде ядер в МАГАТЭ