Это хорошая статья. Для получения дополнительной информации нажмите здесь.
Из Википедии, бесплатной энциклопедии
Перейти к навигации Перейти к поиску

Магнитный момент нейтрона представляет собой характеристическую магнитный дипольный момент от нейтрона , символ ц н . Протоны и нейтроны, как нуклоны , содержат ядро из атомов , и оба нуклоны ведут себя как маленькие магниты , сила которых измеряется их магнитными моменты. Нейтрон взаимодействует с нормальной материей посредством ядерной силыили его магнитный момент. Магнитный момент нейтрона используется для исследования атомной структуры материалов с помощью методов рассеяния и для управления свойствами нейтронных пучков в ускорителях частиц. В середине 1930-х годов косвенными методами было определено, что нейтрон обладает магнитным моментом. Луис Альварес и Феликс Блох провели первое точное прямое измерение магнитного момента нейтрона в 1940 году. Наличие магнитного момента нейтрона указывает на то, что нейтрон не является элементарной частицей . Чтобы элементарная частица имела собственный магнитный момент, она должна иметь спин и электрический заряд . Нейтрон имеет спин 1/2  ħ, но у него нет нетто-заряда. Существование магнитного момента нейтрона вызывало недоумение и не могло дать правильного объяснения до тех пор, пока в 1960-х годах не была разработана кварковая модель для частиц. Нейтрон состоит из трех кварков, и магнитные моменты этих элементарных частиц объединяются, чтобы дать нейтрону его магнитный момент.

Описание [ править ]

Принципиальная схема, изображающая спин нейтрона в виде черной стрелки и силовые линии магнитного поля, связанные с отрицательным магнитным моментом нейтрона. На этой диаграмме нейтрон направлен вверх, но силовые линии магнитного поля в центре диполя направлены вниз.

Наилучшим доступным измерением магнитного момента нейтрона является μ n =-1,913 042 72 (45)  μ N . [1] Здесь μ N - ядерный магнетон , физическая постоянная и стандартная единица для магнитных моментов ядерных компонентов. В единицах СИ , μ п =-9,662 3647 (23) × 10 -27 Дж / Т . Магнитный момент - это векторная величина, а направление магнитного момента нейтрона определяется его спином. Крутящий момент на нейтронерезультате внешнего магнитного поля является выравниваниемнаправлению вектора спина нейтрона обратного к вектору магнитного поля.

Ядерный магнетон является спиновым магнитным моментом из дираковской частицы , заряженный, спин1/2элементарная частица с массой протона m p . В единицах СИ ядерный магнетон равен

где е есть элементарный заряд и ħ является приведенная постоянная Планка . [2] Магнитный момент этой частицы параллелен ее спину. Поскольку нейтрон не имеет заряда, согласно этому выражению, у него не должно быть магнитного момента. Ненулевой магнитный момент нейтрона указывает на то, что это не элементарная частица. [3] Знак магнитного момента нейтрона - знак отрицательно заряженной частицы. Аналогично, тот факт, что магнитный момент протона , μ p =2,793  μ N , не равен 1  μ N указываетчто она тоже не является элементарной частицей. [2] Протоны и нейтроны состоят из кварков , и магнитные моменты кварков могут использоваться для вычисления магнитных моментов нуклонов.

Хотя нейтрон взаимодействует с нормальной материей в основном посредством ядерных или магнитных сил, магнитные взаимодействия примерно на семь порядков слабее ядерных взаимодействий. Таким образом, влияние магнитного момента нейтрона проявляется только для низкоэнергетических или медленных нейтронов. Поскольку значение для магнитного момента обратно пропорционально массе частицы, ядерный магнетон составляет около 1 / 2000 , как большая , как магнетон Бора . Следовательно, магнитный момент электрона примерно в 1000 раз больше, чем у нейтрона. [4]

Магнитный момент антинейтрона такой же, как и у нейтрона, но имеет противоположный знак. [5]

Измерение [ править ]

Смотрите также: Открытие нейтрона

Вскоре после того, как нейтрон был открыт в 1932 году, косвенные свидетельства предполагали, что нейтрон имел неожиданное ненулевое значение магнитного момента. Попытки измерить магнитный момент нейтрона начались с открытия Отто Штерном в 1933 году в Гамбурге, что протон имеет аномально большой магнитный момент. [6] [7] Магнитный момент протона был определен путем измерения отклонения пучка молекулярного водорода магнитным полем. [8] Стерн получил Нобелевскую премию в 1943 году за это открытие. [9]

К 1934 году группы под руководством Стерна, ныне находящегося в Питтсбурге , и И. И. Раби в Нью-Йорке независимо измерили магнитные моменты протона и дейтрона . [10] [11] [12] Измеренные значения для этих частиц были только в приблизительном согласии между группами, но группа Раби подтвердила более ранние измерения Штерна, согласно которым магнитный момент для протона был неожиданно большим. [13] [14] Поскольку дейтрон состоит из протона и нейтрона с выровненными спинами, магнитный момент нейтрона может быть вычислен путем вычитания магнитных моментов дейтрона и протона. Полученное значение отличалось от нуля и имело знак, противоположный знаку протона.

Значения магнитного момента нейтрона были также определены Р. Бахером [15] в Анн-Арборе (1933 г.) и И. Я. Таммом и С. А. Альтшулером [16] в Советском Союзе (1934 г.) на основе исследований сверхтонкой структуры атомных спектров. Хотя оценка Тамма и Альтшулера имела правильный знак и порядок величины ( μ n =-0,5  μ N ), то результат был встречен скептически. [13] [17] К концу 1930-х точные значения магнитного момента нейтрона были получены группой Раби с использованием измерений с использованием недавно разработанныхметодов ядерного магнитного резонанса . [14] Большое значение магнитного момента протона и предполагаемое отрицательное значение магнитного момента нейтрона были неожиданными и не могли быть объяснены. [13] Аномальные значения магнитных моментов нуклонов оставались загадкой до тех пор, покав 1960-х годах не была разработана модель кварков .

Уточнение и развитие измерений Раби привело к открытию в 1939 г., что дейтрон также обладает электрическим квадрупольным моментом . [14] [18] Это электрическое свойство дейтрона мешало измерениям группы Раби. Это открытие означало, что физическая форма дейтрона не была симметричной, что дало ценную информацию о природе ядерных сил, связывающих нуклоны. Раби был удостоен Нобелевской премии в 1944 году за свой резонансный метод регистрации магнитных свойств атомных ядер. [19]

Значение магнитного момента нейтрона было впервые непосредственно измерено Луисом Альваресом и Феликсом Блохом в Беркли , Калифорния, в 1940 году. [20] Используя расширение методов магнитного резонанса, разработанных Раби, Альваресом и Блохом, было определено, что магнитный момент нейтрона равен быть μ n =-1,93 (2)  μ N . Непосредственно измеряя магнитный момент свободных нейтронов или отдельных нейтронов, свободных от ядра, Альварес и Блох разрешили все сомнения и двусмысленность в этом аномальном свойстве нейтронов. [21]

Нейтронный г -фактор и гиромагнитное отношение [ править ]

Магнитный момент нуклона иногда выражается через его g- фактор , безразмерный скаляр. Соглашение об определении g- фактора для составных частиц, таких как нейтрон или протон, является

где μ - собственный магнитный момент, I - спиновый угловой момент , а g - эффективный g- фактор. [22] Хотя g- фактор безразмерен, для составных частиц он определяется относительно естественной единицы ядерного магнетона . Для нейтрона I равен ½  ħ , поэтому g- фактор нейтрона , символ g n , равен-3,826 085 45 (90) . [23]

Гиромагнитное отношение , символ γ , частицы или системы является отношение его магнитного момента его спинового момента, или

Для нуклонов отношение условно записывается через массу и заряд протона по формуле

Гиромагнитное отношение нейтрона, обозначенное γ n , равно−1,832 471 71 (43) × 10 8  рад⋅с −1 ⋅ T −1 . [24] Гиромагнитное отношение также соотношение между наблюдаемой угловой частотой ларморовской прецессии (в рад с -1 ) , а напряженность магнитного поля в магнитном резонансе ядерных применений, [25] , например, в МРТ . По этой причине величина & gamma ; п часто задается в единицах МГц / T . Количествоγ n/ 2 π  (так называемая "гамма-полоса"), поэтому удобна, она имеет значение -29,164 6943 (69) МГц / Т . [26]

Физическое значение [ править ]

Направление ларморовской прецессии нейтрона. Центральная стрелка обозначает магнитное поле, маленькая красная стрелка - спин нейтрона.

Когда нейтрон помещается в магнитное поле, создаваемое внешним источником, на него действует крутящий момент, стремящийся ориентировать его магнитный момент параллельно полю (следовательно, его спин антипараллелен полю). [27] Как и у любого магнита, величина этого крутящего момента пропорциональна как магнитному моменту, так и внешнему магнитному полю. Поскольку у нейтрона есть спиновый угловой момент, этот крутящий момент заставит нейтрон прецессировать с четко определенной частотой, называемой частотой Лармора . Именно это явление позволяет измерять ядерные свойства с помощью ядерного магнитного резонанса. Частота Лармора может быть определена как произведение гиромагнитного отношения на напряженность магнитного поля. Поскольку знак γ nотрицательна, вращательный момент нейтрона прецессирует против часовой стрелки относительно направления внешнего магнитного поля. [28]

Взаимодействие магнитного момента нейтрона с внешним магнитным полем было использовано, чтобы окончательно определить спин нейтрона. [29] В 1949 году Хьюз и Берджи измерили нейтроны, отраженные от ферромагнитного зеркала, и обнаружили, что угловое распределение отражений соответствует спину 1/2. [30] В 1954 году Шервуд, Стивенсон и Бернштейн использовали нейтроны в эксперименте Штерна-Герлаха , в котором для разделения состояний спина нейтрона использовалось магнитное поле. Они зарегистрировали два таких спиновых состояния, соответствующих частице со спином 1/2. [31] [29] До этих измерений нельзя было исключить возможность того, что нейтрон был частицей со спином 3/2.

Поскольку нейтроны являются нейтральными частицами, им не нужно преодолевать кулоновское отталкивание при приближении к заряженным целям, как это происходит с протонами или альфа-частицами . Нейтроны могут глубоко проникать в вещество. Поэтому магнитный момент нейтрона использовался для исследования свойств вещества с помощью методов рассеяния или дифракции . Эти методы предоставляют информацию, дополняющую рентгеновскую спектроскопию . В частности, магнитный момент нейтрона используется для определения магнитных свойств материалов на масштабах от 1 до 100  Å с использованием холодных или тепловых нейтронов. [32] Бертрам Брокхаус иКлиффорд Шулл получил Нобелевскую премию по физике в 1994 году за разработку этих методов рассеяния. [33]

Без электрического заряда нейтронными пучками нельзя управлять обычными электромагнитными методами, используемыми в ускорителях частиц . Магнитный момент нейтрона позволяет контролировать нейтроны с помощью магнитных полей , однако [34] [35], включая формирование пучков поляризованных нейтронов. Один метод основан на том факте, что холодные нейтроны будут отражаться от некоторых магнитных материалов с большой эффективностью, когда они рассеиваются под малыми углами скольжения. [36] Отражение предпочтительно выбирает определенные спиновые состояния, таким образом поляризуя нейтроны. Магнитные зеркала и направляющие нейтронов используют это полное внутреннее отражение. явление управления пучками медленных нейтронов.

Поскольку атомное ядро ​​состоит из связанного состояния протонов и нейтронов, магнитные моменты нуклонов вносят вклад в ядерный магнитный момент или магнитный момент для ядра в целом. Ядерный магнитный момент также включает вклады орбитального движения нуклонов. Дейтронов имеет простейший пример ядерного магнитного момента, с измеренным значением 0,857  мкм N . Это значение находится в пределах 3% от суммы моментов протона и нейтрона, что дает 0,879  μ N . В этом расчете спины нуклонов выровнены, но их магнитные моменты смещены из-за отрицательного магнитного момента нейтрона. [37]

Магнитный дипольный момент может быть создан либо токовой петлей (вверху; ампер), либо двумя магнитными монополями (внизу; гильбертов). Магнитный момент нейтрона - амперский.

Природа магнитного момента нейтрона [ править ]

Магнитный дипольный момент может быть создан двумя возможными механизмами . [38] Один из способов - это небольшая петля электрического тока, называемая «амперским» магнитным диполем. Другой способ - это пара магнитных монополей с противоположным магнитным зарядом, каким-то образом связанных вместе, называемых «гильбертовским» магнитным диполем. Однако элементарные магнитные монополи остаются гипотетическими и ненаблюдаемыми. На протяжении 1930-х и 1940-х годов не всегда было очевидно, какой из этих двух механизмов вызывает собственный магнитный момент нейтрона. В 1930 году Энрико Ферми показал, что магнитные моменты ядер (включая протон) являются амперскими. [39]Два вида магнитных моментов испытывают разные силы в магнитном поле. На основании аргументов Ферми было показано, что собственные магнитные моменты элементарных частиц, включая нейтрон, являются амперскими. Аргументы основаны на фундаментальном электромагнетизме, элементарной квантовой механике и сверхтонкой структуре энергетических уровней s-состояний атомов. [40] В случае нейтрона теоретические возможности были разрешены лабораторными измерениями рассеяния медленных нейтронов на ферромагнетиках в 1951 году. [38] [41] [42] [43]

Аномальные магнитные моменты и физика мезонов [ править ]

Аномальные значения магнитных моментов нуклонов представляли теоретическое затруднение в течение 30 лет с момента их открытия в начале 1930-х годов до разработки кварковой модели в 1960-х. Значительные теоретические усилия были затрачены на попытки понять происхождение этих магнитных моментов, но неудачи этих теорий были очевидны. [44] Большая часть теоретического внимания была сосредоточена на разработке эквивалентности ядерных сил удивительно успешной теории, объясняющей небольшой аномальный магнитный момент электрона.

Проблема происхождения магнитных моментов нуклонов была признана еще в 1935 году. Джан Карло Вик предположил, что магнитные моменты могут быть вызваны квантово-механическими флуктуациями этих частиц в соответствии с теорией бета-распада Ферми 1934 года. [45] Согласно этой теории, нейтрон частично, регулярно и кратковременно диссоциирует на протон, электрон и нейтрино как естественное следствие бета-распада. [46] Согласно этой идее, магнитный момент нейтрона был вызван мимолетным существованием большого магнитного момента электрона в ходе этих квантово-механических флуктуаций, величина магнитного момента определяется продолжительностью времени виртуального электрон существовал. [47] Однако теория оказалась несостоятельной, когда Ганс Бете и Роберт Бахер показали, что она предсказывает значения магнитного момента, которые либо слишком малы, либо слишком велики, в зависимости от умозрительных предположений. [45] [48]

Однопетлевая поправка к магнитному дипольному моменту фермиона. Сплошные линии вверху и внизу представляют фермион (электрон или нуклон), волнистые линии представляют частицу, передающую силу (фотоны для КЭД, мезоны для ядерной силы). Средние сплошные линии представляют виртуальную пару частиц (электрон и позитрон для КЭД, пионы для ядерной силы).

Аналогичные соображения для электрона оказались гораздо более удачными. В квантовой электродинамике (КЭД) аномальный магнитный момент частицы возникает из-за небольшого вклада квантово-механических флуктуаций в магнитный момент этой частицы. [49] Предполагается, что g-фактор для магнитного момента "Дирака" равен g = -2 для отрицательно заряженной частицы со спином 1/2. Для таких частиц, как электронэтот «классический» результат отличается от наблюдаемого на небольшую долю процента; отличие от классического значения - аномальный магнитный момент. Фактический g-фактор для электрона измеряется равным−2,002 319 304 361 53 (53) . [50] КЭД возникает в результате взаимодействия электромагнитной силы с помощью фотонов. Физическая картина такова, что эффективный магнитный момент электрона является результатом вкладов «голого» электрона, который является частицей Дирака, и облака «виртуальных» короткоживущих электрон-позитронных пар и фотонов, которые окружают эту частицу. как следствие QED. Небольшие эффекты этих квантово-механических флуктуаций могут быть теоретически рассчитаны с использованием диаграмм Фейнмана с петлями. [51]

Однопетлевой вклад в аномальный магнитный момент электрона, соответствующий первому порядку и наибольшей поправке в КЭД, находится путем вычисления вершинной функции, показанной на диаграмме справа. Расчет был открыт Джулианом Швингером в 1948 году. [49] [52] Вычисленное до четвертого порядка, предсказание КЭД для аномального магнитного момента электрона согласуется с экспериментально измеренным значением до более чем 10 значащих цифр, что делает магнитный момент электрона одно из наиболее точно проверенных предсказаний в истории физики . [49]

По сравнению с электроном аномальные магнитные моменты нуклонов огромны. [3] g-фактор для протона равен 5,6, а у беззарядного нейтрона, у которого вообще не должно быть магнитного момента, есть g-фактор -3,8. Однако обратите внимание, что аномальные магнитные моменты нуклонов, то есть их магнитные моменты с вычитанием ожидаемых магнитных моментов дираковской частицы, примерно равны, но имеют противоположный знак: μ p -1,00  мк N = +1,79  μ N ,   μ п -0,00  мк Н =-1,91  μ N . [53]

Юкавское взаимодействие нуклонов было открыто в середине 1930-х годов, и эта ядерная сила опосредуется пиона мезонов . [45] Параллельно с теорией для электрона гипотеза заключалась в том, что петли более высокого порядка с участием нуклонов и пионов могут генерировать аномальные магнитные моменты нуклонов. [2] Физическая картина заключалась в том, что эффективный магнитный момент нейтрона возник из комбинированных вкладов «голого» нейтрона, который равен нулю, и облака «виртуальных» пионов и фотонов, которые окружают эту частицу, как следствие ядерные и электромагнитные силы. [54] Диаграмма Фейнмана справа - это примерно диаграмма первого порядка, в которой роль виртуальных частиц играют пионы. Как отметил Абрахам Пайс , «в период с конца 1948 г. до середины 1949 г. появилось по крайней мере шесть работ, в которых сообщалось о вычислениях нуклонных моментов второго порядка». [44] Эти теории также были, как отметил Пайс, «провалом» - они дали результаты, которые сильно расходились с наблюдениями. Тем не менее серьезные усилия в этом направлении продолжались в течение следующих двух десятилетий, но без особого успеха. [2] [54] [55] Эти теоретические подходы были неправильными, потому что нуклоны являются составными частицами с их магнитными моментами, возникающими из их элементарных компонентов, кварков.

Кварковая модель магнитных моментов нуклонов [ править ]

В кварковой модели для адронов нейтрон состоит из одного верхнего кварка (заряд +2/3  e ) и двух нижних кварков (заряд -1/3  e ). [56] Магнитный момент нейтрона может быть смоделирован в виде суммы магнитных моментов составляющих кварков, [57] , хотя эта простая модель противоречит сложностям в стандартной модели в физике элементарных частиц . [58] Расчет предполагает, что кварки ведут себя как точечные дираковские частицы, каждая из которых имеет свой собственный магнитный момент, что вычислено с использованием выражения, аналогичного приведенному выше для ядерного магнетона:

где переменные с индексом q относятся к магнитному моменту, заряду или массе кварка. Упрощенно, магнитный момент нейтрона можно рассматривать как результат векторной суммы трех магнитных моментов кварков плюс орбитальные магнитные моменты, вызванные движением трех заряженных кварков внутри нейтрона.

В одном из первых успехов Стандартной модели (теория SU (6)) в 1964 году Мирза А.Б. Бег, Бенджамин В. Ли и Абрахам Пайс теоретически вычислили отношение магнитных моментов протона к нейтрону и составили −3/2, что согласуется с экспериментальным значением с точностью до 3%. [59] [60] [61] Измеренное значение этого отношения:−1,459 898 06 (34) . [62] Противоречие квантово-механической основы этого расчета с принципом исключения Паули привело к открытию цветового заряда кварков Оскаром Гринбергом в 1964 году. [59]

Из нерелятивистской , квантовой механики волновой функции для барионов , состоящих из трех кварков, простой расчет дает довольно точные оценки для магнитных моментов нейтронов, протонов и других барионов. [57] Для нейтрона магнитный момент определяется выражением μ n = 4/3 μ d - 1/3 μ u , где μ d и μ u- магнитные моменты для нижнего и верхнего кварков соответственно. Этот результат объединяет собственные магнитные моменты кварков с их орбитальными магнитными моментами и предполагает, что три кварка находятся в определенном доминирующем квантовом состоянии.

БарионМагнитный момент
кварковой модели		Вычислено
( )		Наблюдается
( )
п4/3 мк u - 1/3 мк d2,792,793
п4/3 μ d - 1/3 μ U-1,86-1,913

Результаты этого расчета обнадеживают, но массы верхних или нижних кварков были приняты равными 1/3 массы нуклона. [57] Масса кварков на самом деле составляет всего около 1% массы нуклона. [58] Несоответствие проистекает из сложности Стандартной модели для нуклонов, где большая часть их массы происходит из глюонных полей, виртуальных частиц и связанной с ними энергии, которые являются существенными аспектами сильного взаимодействия . [58] [63] Кроме того, сложная система кварков и глюонов, составляющих нейтрон, требует релятивистского подхода. [64] Магнитные моменты нуклонов были успешно вычислены из первых принципов., требующие значительных вычислительных ресурсов. [65] [66]

См. Также [ править ]

  • Электрический дипольный момент нейтрона
  • Магнетон Бора
  • Магнитный момент электрона
  • Магнитный момент протона
  • Ядерный магнитный момент
  • Аномальный магнитный момент
  • Нейтронная дифракция
  • Трехосная спектрометрия нейтронов
  • Нейтронный микроскоп LARMOR
  • Антинейтрон
  • Эффект Ааронова – Кашера.

Ссылки [ править ]

  1. ^ Берингер, Дж .; и другие. (Группа данных по частицам) (2012). «Обзор физики элементарных частиц, частичное обновление 2013 г.» (PDF) . Phys. Rev. D . 86 (1): 010001. Bibcode : 2012PhRvD..86a0001B . DOI : 10.1103 / PhysRevD.86.010001 . Дата обращения 8 мая 2015 .
  2. ^ a b c d Bjorken, JD; Дрелл, SD (1964). Релятивистская квантовая механика . Нью-Йорк: Макгроу-Хилл. стр.  241 -246. ISBN 978-0070054936.
  3. ^ a b Хауссер О. (1981). «Ядерные моменты». В Lerner, RG; Тригг, GL (ред.). Энциклопедия физики . Ридинг, Массачусетс: издательство Addison-Wesley Publishing Company. С. 679–680. ISBN 978-0201043136.
  4. ^ «CODATA значения фундаментальных констант» . NIST . Дата обращения 8 мая 2015 .
  5. Перейти ↑ Schreckenbach, K. (2013). «Физика нейтрона». В наличии, Р. (ред.). Энциклопедия ядерной физики и ее приложений . Вайнхайм, Германия: Wiley-VCH Verlag GmbH & Co., стр. 321–354. ISBN 978-3-527-40742-2.
  6. ^ Frisch, R .; Стерн, О. (1933). "Uber die magnetische Ablenkung von Wasserstoffmolekülen und das magnetische Moment des Protons. I" [Магнитное отклонение молекул водорода и магнитный момент протона. Я.]. Z. Phys . 85 (1–2): 4–16. Bibcode : 1933ZPhy ... 85 .... 4F . DOI : 10.1007 / bf01330773 . S2CID 120793548 . Дата обращения 9 мая 2015 .  CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  7. ^ Эстерман, I .; Стерн, О. (1933). "Uber die magnetische Ablenkung von Wasserstoffmolekülen und das magnetische Moment des Protons. II" [Магнитное отклонение молекул водорода и магнитный момент протона. Я.]. Z. Phys . 85 (1-2): 17-24. Bibcode : 1933ZPhy ... 85 ... 17E . DOI : 10.1007 / bf01330774 . S2CID 186232193 . Дата обращения 9 мая 2015 . 
  8. ^ Toennies, JP; Schmidt-Bocking, H .; Фридрих, Б .; Нижний, JCA (2011). «Отто Штерн (1888–1969): отец-основатель экспериментальной атомной физики». Annalen der Physik . 523 (12): 1045–1070. arXiv : 1109,4864 . Bibcode : 2011AnP ... 523.1045T . DOI : 10.1002 / andp.201100228 . S2CID 119204397 . 
  9. ^ "Нобелевская премия по физике 1943" . Нобелевский фонд . Проверено 30 января 2015 года . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  10. ^ Эстерман, I .; Стерн, О. (1934). «Магнитный момент дейтона» . Физический обзор . 45 (10): 761 (A109). Полномочный код : 1934PhRv ... 45..739S . DOI : 10.1103 / PhysRev.45.739 . Дата обращения 9 мая 2015 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  11. ^ Раби, II; Kellogg, JM; Захария, младший (1934). «Магнитный момент протона». Физический обзор . 46 (3): 157–163. Полномочный код : 1934PhRv ... 46..157R . DOI : 10.1103 / Physrev.46.157 .
  12. ^ Раби, II; Kellogg, JM; Захария, младший (1934). «Магнитный момент дейтона». Физический обзор . 46 (3): 163–165. Полномочный код : 1934PhRv ... 46..163R . DOI : 10.1103 / Physrev.46.163 .
  13. ^ a b c Breit, G .; Раби, II (1934). «Об интерпретации настоящих значений ядерных моментов». Физический обзор . 46 (3): 230–231. Полномочный код : 1934PhRv ... 46..230B . DOI : 10.1103 / Physrev.46.230 .
  14. ^ a b c Ригден, Джон С. (1987). Лави, ученый и гражданин . Нью-Йорк: Basic Books, Inc., стр. 99–114. ISBN 9780674004351. Дата обращения 9 мая 2015 .
  15. ^ Bacher РФ (1933). «Заметка о магнитном моменте ядра азота» (PDF) . Физический обзор . 43 (12): 1001–1002. Полномочный код : 1933PhRv ... 43.1001B . DOI : 10.1103 / Physrev.43.1001 .
  16. ^ Тамм, IY; Альтшулер, С.А. (1934). «Магнитный момент нейтрона» . Доклады Академии Наук СССР . 8 : 455 . Проверено 30 января 2015 года .
  17. ↑ Вонсовский, Сергей (1975). Магнетизм элементарных частиц . Москва: Мир. стр.  73 -75.
  18. ^ Келлог, JM; Раби, II; Рэмси, Н.Ф .; Захария, младший (1939). «Электрический квадрупольный момент дейтрона». Физический обзор . 55 (3): 318–319. Bibcode : 1939PhRv ... 55..318K . DOI : 10.1103 / Physrev.55.318 .
  19. ^ "Нобелевская премия по физике 1944" . Нобелевский фонд . Проверено 25 января 2015 года .
  20. ^ Альварес, LW; Блох, Ф. (1940). «Количественное определение магнитного момента нейтрона в абсолютных ядерных магнетонах». Физический обзор . 57 (2): 111–122. Полномочный код : 1940PhRv ... 57..111A . DOI : 10.1103 / Physrev.57.111 .
  21. ^ Рэмси, Норман Ф. (1987). «Глава 5: Нейтронный магнитный момент» . В Trower, W. Peter (ред.). Открытие Альвареса: Избранные работы Луиса В. Альвареса с комментариями его учеников и коллег . Издательство Чикагского университета. стр.  30 -32. ISBN 978-0226813042. Дата обращения 9 мая 2015 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  22. ^ Повх, Б .; Rith, K .; Scholz, C .; Цетше, Ф. (2002). Частицы и ядра: введение в физические концепции . Берлин: Springer-Verlag. С. 74–75, 259–260. ISBN 978-3-540-43823-6. Дата обращения 10 мая 2015 .
  23. ^ «CODATA значения фундаментальных констант» . NIST . Дата обращения 8 мая 2015 .
  24. ^ «CODATA значения фундаментальных констант» . NIST . Проверено 8 августа 2019 .
  25. ^ Якобсен, Нил Э. (2007). Объяснение спектроскопии ЯМР . Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-Interscience. ISBN 9780471730965. Дата обращения 8 мая 2015 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  26. ^ «CODATA значения фундаментальных констант» . NIST . Дата обращения 8 мая 2015 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  27. ^ BD Cullity; CD Грэм (2008). Введение в магнитные материалы (2-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-IEEE Press . п. 103. ISBN 978-0-471-47741-9. Проверено 8 мая 2015 года . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  28. ^ MH Левитт (2001). Спиновая динамика: основы ядерного магнитного резонанса . Западный Сассекс, Англия: John Wiley & Sons. стр.  25 -30. ISBN 978-0-471-48921-4.
  29. ^ а б Дж. Бирн (2011). Нейтроны, ядра и материя: исследование физики медленных нейтронов . Минеола, Нью-Йорк: Dover Publications. С. 28–31. ISBN 978-0486482385.
  30. ^ Хьюз, диджей; Burgy, MT (1949). «Отражение и поляризация нейтронов намагниченными зеркалами» (PDF) . Phys. Ред . 76 (9): 1413–1414. Bibcode : 1949PhRv ... 76.1413H . DOI : 10.1103 / PhysRev.76.1413 .
  31. ^ Шервуд, JE; Стивенсон, TE; Бернштейн, С. (1954). «Эксперимент Штерна – Герлаха на поляризованных нейтронах». Phys. Ред . 96 (6): 1546–1548. Bibcode : 1954PhRv ... 96.1546S . DOI : 10.1103 / PhysRev.96.1546 .
  32. ^ SW Lovesey (1986). Теория рассеяния нейтронов конденсированными средами Том 1: Ядерное рассеяние . Оксфорд: Clarendon Press. С. 1–30. ISBN 978-0198520290.
  33. ^ "Нобелевская премия по физике 1994" . Нобелевский фонд . Проверено 25 января 2015 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  34. ^ Оку, Т .; Suzuki, J .; и другие. (2007). «Сильнополяризованный пучок холодных нейтронов, полученный с помощью квадрупольного магнита». Physica B . 397 (1–2): 188–191. Bibcode : 2007PhyB..397..188O . DOI : 10.1016 / j.physb.2007.02.055 .
  35. ^ Arimoto, Y .; Geltenbort, S .; и другие. (2012). «Демонстрация фокусировки ускорителем нейтронов» . Physical Review . 86 (2): 023843. Bibcode : 2012PhRvA..86b3843A . DOI : 10.1103 / PhysRevA.86.023843 . Проверено 9 мая 2015 года . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  36. ^ Фернандес-Алонсо, Феликс; Цена, Дэвид (2013). Основы рассеяния нейтронов . Амстердам: Academic Press. п. 103. ISBN 978-0-12-398374-9. Проверено 30 июня, 2016 .
  37. ^ Семат, Генри (1972). Введение в атомную и ядерную физику (5-е изд.). Лондон: Холт, Райнхарт и Уинстон. п. 556. ISBN. 978-1-4615-9701-8. Проверено 8 мая 2015 года .
  38. ^ а б Макдональд, KT (2014). «Силы на магнитных диполях» (PDF) . Лаборатория Джозефа Генри, Принстонский университет . Проверено 18 июня +2017 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  39. ^ Ферми, Э. (1930). "Uber die magnetischen Momente der Atomkerne". Z. Phys. 60 (5–6): 320–333. Bibcode : 1930ZPhy ... 60..320F . DOI : 10.1007 / bf01339933 . S2CID 122962691 .  
  40. ^ Джексон, JD (1977). «Природа собственных магнитных дипольных моментов» (PDF) . ЦЕРН . 77–17: 1–25 . Проверено 18 июня +2017 . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  41. ^ Mezei, F. (1986). "La Nouvelle Vague в рассеянии поляризованных нейтронов". Physica . 137B (1): 295–308. Bibcode : 1986PhyBC.137..295M . DOI : 10.1016 / 0378-4363 (86) 90335-9 .
  42. ^ Хьюз, диджей; Burgy, MT (1951). «Отражение нейтронов от намагниченных зеркал». Физический обзор . 81 (4): 498–506. Bibcode : 1951PhRv ... 81..498H . DOI : 10.1103 / Physrev.81.498 .
  43. ^ Шулл, CG; Wollan, EO; Штраузер, Вашингтон (1951). «Магнитная структура магнетита и ее использование при изучении магнитного взаимодействия нейтронов». Физический обзор . 81 (3): 483–484. Полномочный код : 1951PhRv ... 81..483S . DOI : 10.1103 / Physrev.81.483 .
  44. ^ а б Паис, Авраам (1986). Внутренняя граница . Оксфорд: Издательство Оксфордского университета. п. 299 . ISBN 978-0198519973.
  45. ^ а б в Браун, Л. М.; Рехенберг, Х. (1996). Происхождение концепции ядерных сил . Бристоль и Филадельфия: Издательский институт физики. С.  95–312 . ISBN 978-0750303736.
  46. Перейти ↑ Wick, GC (1935). "Теория раджи бета и магнитный момент протона". Ренд. R. Accad. Lincei . 21 : 170–175.
  47. ^ Амальди, Э. (1998). «Джан Карло Вик в 1930-е годы». В Battimelli, G .; Паолони, Г. (ред.). Физика 20-го века: очерки и воспоминания: подборка исторических сочинений Эдоардо Амальди . Сингапур: Всемирная научная издательская компания. С. 128–139. ISBN 978-9810223694.
  48. ^ Бете, штат Джорджия; Бахер, РФ (1936). "Ядерная физика А. Стационарные состояния ядер" (PDF) . Обзоры современной физики . 8 (5): 82–229. Bibcode : 1936RvMP .... 8 ... 82B . DOI : 10.1103 / RevModPhys.8.82 .
  49. ^ a b c См. раздел 6.3 в Peskin, ME; Шредер, Д.В. (1995). Введение в квантовую теорию поля . Чтение, Массачусетс: Книги Персея. С.  175–198 . ISBN 978-0201503975.
  50. ^ «CODATA значения фундаментальных констант» . NIST . Проверено 11 мая 2015 года . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  51. ^ Аояма, Т .; Hayakawa, M .; Киношита, Т .; Нио, М. (2008). «Пересмотренное значение вклада КЭД восьмого порядка в аномальный магнитный момент электрона». Physical Review D . 77 (5): 053012. arXiv : 0712.2607 . Bibcode : 2008PhRvD..77e3012A . DOI : 10.1103 / PhysRevD.77.053012 . S2CID 119264728 . 
  52. ^ Швингер, Дж. (1948). «О квантовой электродинамике и магнитном моменте электрона» . Физический обзор . 73 (4): 416–417. Полномочный код : 1948PhRv ... 73..416S . DOI : 10.1103 / PhysRev.73.416 .
  53. ^ См. Главу 1, раздел 6 в deShalit, A .; Фешбах, Х. (1974). Теоретическая ядерная физика. Том I: Структура ядра . Нью-Йорк: Джон Уайли и сыновья . п. 31. ISBN 978-0471203858.
  54. ^ a b Drell, S .; Захариасен Ф. (1961). Электромагнитная структура нуклонов . Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета. стр.  1 -130.
  55. ^ Drell, S .; Pagels, HR (1965). «Аномальный магнитный момент электрона, мюона и нуклона». Физический обзор . 140 (2B): B397 – B407. Bibcode : 1965PhRv..140..397D . DOI : 10.1103 / PhysRev.140.B397 . ОСТИ 1444215 . 
  56. ^ Gell, Y .; Лихтенберг, ДБ (1969). «Кварковая модель и магнитные моменты протона и нейтрона». Il Nuovo Cimento . Series 10. 61 (1): 27–40. Bibcode : 1969NCimA..61 ... 27G . DOI : 10.1007 / BF02760010 . S2CID 123822660 . 
  57. ^ a b c Перкинс, Дональд Х. (1982). Введение в физику высоких энергий . Ридинг, Массачусетс: Эддисон Уэсли. С.  201–202 . ISBN 978-0-201-05757-7.
  58. ^ a b c Чо, Адиран (2 апреля 2010 г.). "Масса обычного кварка, наконец, прибита" . Журнал Science, Американская ассоциация развития науки . Проверено 27 сентября 2014 года . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )
  59. ^ а б Гринберг, О.В. (2009). «Степень свободы цветового заряда в физике элементарных частиц». Сборник квантовой физики . Springer Berlin Heidelberg. С. 109–111. arXiv : 0805.0289 . DOI : 10.1007 / 978-3-540-70626-7_32 . ISBN 978-3-540-70622-9. S2CID  17512393 .
  60. ^ Бег, МАБ; Ли, Б.В.; Пайс, А. (1964). «SU (6) и электромагнитные взаимодействия». Письма с физическим обзором . 13 (16): 514–517, ошибка 650. Bibcode : 1964PhRvL..13..514B . DOI : 10.1103 / physrevlett.13.514 .
  61. ^ Сакита, Б. (1964). «Электромагнитные свойства барионов в супермультиплетной схеме элементарных частиц». Письма с физическим обзором . 13 (21): 643–646. Bibcode : 1964PhRvL..13..643S . DOI : 10.1103 / physrevlett.13.643 .
  62. ^ Мор, П.Дж.; Тейлор, Б.Н. и Ньюэлл, Д.Б. (2011 г.), «Рекомендуемые значения фундаментальных физических констант CODATA 2010 г.» (веб-версия 6.0). База данных разработана Дж. Бейкером, М. Дума и С. Коточиговой. (02.06.2011). Национальный институт стандартов и технологий, Гейтерсбург, Мэриленд 20899. Проверено 9 мая 2015 г.
  63. Перейти ↑ Wilczek, F. (2003). «Происхождение массы» (PDF) . Ежегодник физики Массачусетского технологического института : 24–35 . Проверено 8 мая 2015 года .
  64. ^ Цзи, Сяндун (1995). "КХД-анализ массовой структуры нуклона". Phys. Rev. Lett . 74 (7): 1071–1074. arXiv : hep-ph / 9410274 . Bibcode : 1995PhRvL..74.1071J . DOI : 10.1103 / PhysRevLett.74.1071 . PMID 10058927 . S2CID 15148740 .  
  65. ^ Мартинелли, G .; Parisi, G .; Petronzio, R .; Рапуано, Ф. (1982). «Магнитные моменты протона и нейтрона в решеточной КХД» (PDF) . Физика Письма Б . 116 (6): 434–436. Bibcode : 1982PhLB..116..434M . DOI : 10.1016 / 0370-2693 (82) 90162-9 .
  66. ^ Кинкейд, Кэти (2 февраля 2015). «Определение магнитных моментов ядерной материи» . Phys.org . Проверено 8 мая 2015 года . CS1 maint: обескураженный параметр ( ссылка )

Библиография [ править ]

  • С.В. Лавси (1986). Теория рассеяния нейтронов в конденсированных средах. Издательство Оксфордского университета. ISBN 0198520298 . 
  • Дональд Х. Перкинс (1982). Введение в физику высоких энергий. Ридинг, Массачусетс: Эддисон Уэсли, ISBN 0-201-05757-3 . 
  • Джон С. Ригден (1987). Лави, ученый и гражданин. Нью-Йорк: Basic Books, Inc., ISBN 0-465-06792-1 . 
  • Сергей Вонсовский (1975). Магнетизм элементарных частиц. Москва: Мир.

Внешние ссылки [ править ]

  • СМИ, связанные с магнитным моментом нейтрона, на Викискладе?