stringtranslate.com

Магнитный момент нуклона

Магнитные моменты нуклонов — это собственные магнитные дипольные моменты протона и нейтрона , символы μ p и μ n . Ядро атома состоит из протонов и нейтронов, оба нуклона ведут себя как маленькие магниты . Их магнитные силы измеряются их магнитными моментами. Нуклоны взаимодействуют с обычной материей либо посредством ядерной силы , либо посредством своих магнитных моментов, при этом заряженный протон также взаимодействует посредством кулоновской силы .

Магнитный момент протона был напрямую измерен в 1933 году группой Отто Штерна в Гамбургском университете . В то время как наличие магнитного момента у нейтрона было определено косвенными методами в середине 1930-х годов, Луис Альварес и Феликс Блох провели первое точное прямое измерение магнитного момента нейтрона в 1940 году. Магнитный момент протона используется для проведения измерений молекул методом протонного ядерного магнитного резонанса . Магнитный момент нейтрона используется для исследования атомной структуры материалов с использованием методов рассеяния и для управления свойствами нейтронных пучков в ускорителях частиц.

Существование магнитного момента нейтрона и большое значение магнитного момента протона указывают на то, что нуклоны не являются элементарными частицами . Для того чтобы элементарная частица имела собственный магнитный момент, она должна иметь как спин, так и электрический заряд . Нуклоны имеют спин ħ /2 , но нейтрон не имеет чистого заряда. Их магнитные моменты были загадочными и не поддавались обоснованному объяснению, пока в 1960-х годах не была разработана кварковая модель для адронных частиц. Нуклоны состоят из трех кварков, и магнитные моменты этих элементарных частиц объединяются, чтобы дать нуклонам их магнитные моменты.

Описание

Схематическая диаграмма, изображающая спин нейтрона в виде черной стрелки и линий магнитного поля, связанных с магнитным моментом нейтрона. Спин нейтрона на этой диаграмме направлен вверх, но линии магнитного поля в центре диполя направлены вниз.

Рекомендуемое CODATA значение магнитного момента протона составляет μ p  = 2,792 847 344 63 (82)  мкН [ 1] = 0,001 521 032 202 30 (45)  μ B . [2] Наилучшим доступным измерением значения магнитного момента нейтрона является μ n =−1,913 042 76 (45)  μ N . [3] [4] Здесь μ N — ядерный магнетон , стандартная единица для магнитных моментов ядерных компонентов, а μ B — магнетон Бора , обе являются физическими константами . В единицах СИ эти значения равны μ p  = 1,410 606 795 45 (60) × 10 −26  Дж⋅Т −1 ‍ [ 5] и µ n  = −9,662 3653 (23) × 10 −27  Дж⋅Тл −1 . [6] Магнитный момент является векторной величиной, а направление магнитного момента нуклона определяется его спином. [7] : 73  Крутящий момент на нейтроне, возникающий под действием внешнего магнитного поля , направлен к выравниванию вектора спина нейтрона против вектора магнитного поля. [8] : 385 

Ядерный магнетон — это спиновый магнитный момент частицы Дирака , заряженной элементарной частицы со спином 1/2, с массой протона m p , в которой аномальные поправки игнорируются. [8] : 389  Ядерный магнетон — это где e — элементарный заряд , а ħ — приведенная постоянная Планка . [9] Магнитный момент такой частицы параллелен ее спину. [8] : 389  Поскольку нейтрон не имеет заряда, он не должен иметь магнитного момента по аналогичному выражению. [8] : 391  Ненулевой магнитный момент нейтрона, таким образом, указывает на то, что он не является элементарной частицей. [10] Знак магнитного момента нейтрона — это знак отрицательно заряженной частицы. Аналогично, магнитный момент протона, μ p /⁠ μ N  ≈ 2,793 не почти равно 1  μ N , что указывает на то, что это тоже не элементарная частица. [9] Протоны и нейтроны состоят из кварков , а магнитные моменты кварков можно использовать для вычисления магнитных моментов нуклонов. [11]

Хотя нуклоны взаимодействуют с обычной материей посредством магнитных сил, магнитные взаимодействия на много порядков слабее ядерных взаимодействий. [12] Влияние магнитного момента нейтрона, таким образом, проявляется только для низкоэнергетических или медленных нейтронов. [12] Поскольку значение магнитного момента обратно пропорционально массе частицы, ядерный магнетон составляет около 1/2000 от магнетона Бора . Магнитный момент электрона, таким образом, примерно в 1000 раз больше, чем у нуклонов. [13]

Магнитные моменты антипротона и антинейтрона имеют ту же величину, что и их античастицы, протон и нейтрон, но имеют противоположный знак. [14]

Измерение

Протон

Магнитный момент протона был открыт в 1933 году Отто Штерном , Отто Робертом Фришем и Иммануэлем Эстерманом в Гамбургском университете . [15] [16] [17] Магнитный момент протона был определен путем измерения отклонения пучка молекулярного водорода магнитным полем. [18] За это открытие Штерн получил Нобелевскую премию по физике в 1943 году. [19]

Нейтрон

Нейтрон был открыт в 1932 году, [20] и поскольку он не имел заряда, предполагалось, что у него нет магнитного момента. Косвенные доказательства предполагали, что у нейтрона было ненулевое значение магнитного момента, [21] однако, пока прямые измерения магнитного момента нейтрона в 1940 году не решили этот вопрос. [22]

Значения магнитного момента нейтрона были независимо определены Р. Бахером [23] в Мичиганском университете в Энн-Арборе (1933) и И. Я. Таммом и С. А. Альтшулером [24] в Советском Союзе (1934) из исследований сверхтонкой структуры атомных спектров. Хотя оценка Тамма и Альтшулера имела правильный знак и порядок величины ( μ n =−0,5  μ N ), результат был встречен скептически. [21] [7] : 73–75 

К 1934 году группы под руководством Стерна, в настоящее время работающего в Технологическом институте Карнеги в Питтсбурге , и И. И. Раби из Колумбийского университета в Нью-Йорке независимо друг от друга измерили магнитные моменты протона и дейтрона . [25] [26] [27] Измеренные значения для этих частиц лишь приблизительно согласовывались между группами, но группа Раби подтвердила более ранние измерения Стерна о том, что магнитный момент протона был неожиданно большим. [21] [28] Поскольку дейтрон состоит из протона и нейтрона с выровненными спинами, магнитный момент нейтрона можно было вывести, вычитая магнитные моменты дейтрона и протона. [29] Полученное значение не было равно нулю и имело знак, противоположный знаку протона. К концу 1930-х годов точные значения магнитного момента нейтрона были выведены группой Раби с помощью измерений, применявших недавно разработанные методы ядерного магнитного резонанса . [28]

Значение магнитного момента нейтрона было впервые напрямую измерено Л. Альваресом и Ф. Блохом в Калифорнийском университете в Беркли в 1940 году. [22] Используя расширение методов магнитного резонанса, разработанных Раби, Альварес и Блох определили магнитный момент нейтрона как μ n =−1,93(2)  μ Н. Непосредственно измерив магнитный момент свободных нейтронов или отдельных нейтронов, свободных от ядра, Альварес и Блох разрешили все сомнения и двусмысленности относительно этого аномального свойства нейтронов. [30]

Неожиданные последствия

Большое значение магнитного момента протона и выведенное отрицательное значение магнитного момента нейтрона были неожиданными и не могли быть объяснены. [21] Неожиданные значения магнитных моментов нуклонов оставались загадкой до тех пор, пока в 1960-х годах не была разработана кварковая модель . [31]

Уточнение и развитие измерений Раби привели к открытию в 1939 году, что дейтрон также обладает электрическим квадрупольным моментом . [28] [32] Это электрическое свойство дейтрона мешало измерениям группы Раби. ​​[28] Открытие означало, что физическая форма дейтрона не была симметричной, что дало ценную информацию о природе ядерных сил, связывающих нуклоны. [28] Раби был удостоен Нобелевской премии в 1944 году за свой резонансный метод регистрации магнитных свойств атомных ядер. [33]

Нуклонные гиромагнитные отношения

Магнитный момент нуклона иногда выражается через его g -фактор , безразмерный скаляр. Соглашение, определяющее g -фактор для составных частиц, таких как нейтрон или протон, следующее: где μ — собственный магнитный момент, I — спиновый угловой момент , а g — эффективный g -фактор. [34] Хотя g -фактор безразмерен, для составных частиц он определяется относительно ядерного магнетона . Для нейтрона I равно ⁠1/2⁠ ħ , поэтому g -фактор нейтронаравен g n  = −3,826 085 52 (90) , [35] в то время как g-фактор протона равен g p  = 5.585 694 6893 (16) . [36]

Гиромагнитное отношение , символ γ , частицы или системы — это отношение ее магнитного момента к ее спиновому угловому моменту, или

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

Гиромагнитное отношение нейтрона равно γ n  = −1,832 471 74 (43) × 10 8  с −1 ⋅T −1 . [37] Гиромагнитное отношение протона равно γ p  = 2,675 221 8708 (11) × 10 8  с −1 ⋅T −1 . [38] Гиромагнитное отношение также является отношением между наблюдаемой угловой частотой прецессии Лармора и силой магнитного поля в приложениях ядерного магнитного резонанса, [39] таких как МРТ-визуализация . По этой причине часто приводится величина γ /2 π , называемая «гамма-линия», выраженная в единицах МГц / Тл . Величины γ n /⁠2 π  = −29,164 6935 (69) МГц⋅T −1 ‍ [ 40] и γ p /⁠2 π  = 42,577 478 461 (18) МГц⋅T −1 , [41] поэтому удобны. [42]

Физическое значение

Направление прецессии Лармора для нейтрона. Центральная стрелка обозначает магнитное поле, маленькая красная стрелка — спин нейтрона.

прецессия Лармора

Когда нуклон помещается в магнитное поле, создаваемое внешним источником, он подвергается воздействию крутящего момента, стремящегося сориентировать его магнитный момент параллельно полю (в случае нейтрона его спин антипараллелен полю). [43] Как и в случае любого магнита, этот крутящий момент пропорционален произведению магнитного момента и напряженности внешнего магнитного поля. Поскольку нуклоны имеют спиновый угловой момент, этот крутящий момент заставит их прецессировать с четко определенной частотой, называемой частотой Лармора . Именно это явление позволяет измерять ядерные свойства посредством ядерного магнитного резонанса. Частоту Лармора можно определить из произведения гиромагнитного отношения на напряженность магнитного поля. Поскольку для нейтрона знак γ n отрицательный, спиновый угловой момент нейтрона прецессирует против часовой стрелки вокруг направления внешнего магнитного поля. [44]

Протонный ядерный магнитный резонанс

Ядерный магнитный резонанс, использующий магнитные моменты протонов, используется для спектроскопии ядерного магнитного резонанса (ЯМР) . [45] Поскольку ядра водорода-1 находятся в молекулах многих веществ, ЯМР может определять структуру этих молекул. [46]

Определение спина нейтрона

Взаимодействие магнитного момента нейтрона с внешним магнитным полем использовалось для определения спина нейтрона. [47] В 1949 году Д. Хьюз и М. Берджи измерили нейтроны, отраженные от ферромагнитного зеркала, и обнаружили, что угловое распределение отражений согласуется со спином  ⁠1/2⁠ . [48] В 1954 году Дж. Шервуд, Т. Стефенсон и С. Бернстайн использовали нейтроны в эксперименте Штерна-Герлаха , в котором магнитное поле использовалось для разделения спиновых состояний нейтронов. [49] Они зарегистрировали два таких спиновых состояния, соответствующих спину  ⁠1/2⁠ частица. [49] [47] До этих измерений возможность того, что нейтрон был спином  ⁠3/2⁠ частица не могла быть исключена. [47]

Нейтроны используются для исследования свойств материалов

Поскольку нейтроны являются нейтральными частицами, им не нужно преодолевать кулоновское отталкивание при приближении к заряженным мишеням, в отличие от протонов и альфа-частиц . [12] Нейтроны могут глубоко проникать в вещество. [12] Поэтому магнитный момент нейтрона использовался для исследования свойств вещества с использованием методов рассеяния или дифракции . [12] Эти методы предоставляют информацию, которая является дополнительной к рентгеновской спектроскопии . [12] [46] В частности, магнитный момент нейтрона используется для определения магнитных свойств материалов в масштабах длин 1–100  Å с использованием холодных или тепловых нейтронов. [50] Б. Брокхауз и К. Шулл получили Нобелевскую премию по физике в 1994 году за разработку этих методов рассеяния. [51]

Управление нейтронными пучками с помощью магнетизма

Поскольку нейтроны не несут электрического заряда, нейтронные пучки нельзя контролировать обычными электромагнитными методами, используемыми в ускорителях частиц . [52] Однако магнитный момент нейтрона позволяет осуществлять некоторый контроль над нейтронами с помощью магнитных полей, включая формирование поляризованных нейтронных пучков. [53] [52] Одна из методик использует тот факт, что холодные нейтроны будут отражаться от некоторых магнитных материалов с большой эффективностью при рассеянии под малыми углами скольжения. [54] Отражение преимущественно выбирает определенные спиновые состояния, тем самым поляризуя нейтроны. Нейтронные магнитные зеркала и направляющие используют это явление полного внутреннего отражения для управления пучками медленных нейтронов. [55]

Ядерные магнитные моменты

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. [47] Ядерный магнитный момент также включает вклады от орбитального движения заряженных протонов. [47] Дейтрон, состоящий из протона и нейтрона, имеет простейший пример ядерного магнитного момента. [47] Сумма магнитных моментов протона и нейтрона дает 0,879  μ N , что находится в пределах 3% от измеренного значения 0,857  μ N . [56] В этом расчете спины нуклонов выровнены, но их магнитные моменты смещены из-за отрицательного магнитного момента нейтрона. [56]

Природа магнитных моментов нуклонов

Магнитный дипольный момент может быть создан либо токовой петлей (вверху; амперовский), либо двумя магнитными монополями (внизу; гильбертовский). Магнитные моменты нуклонов являются амперовыми.

Магнитный дипольный момент может быть сгенерирован двумя возможными механизмами . [57] Один способ - это небольшая петля электрического тока, называемая "амперовым" магнитным диполем. Другой способ - это пара магнитных монополей противоположного магнитного заряда, связанных вместе каким-то образом, называемая "гильбертовым" магнитным диполем. Однако элементарные магнитные монополи остаются гипотетическими и ненаблюдаемыми. На протяжении 1930-х и 1940-х годов не было ясно, какой из этих двух механизмов вызвал собственные магнитные моменты нуклонов. В 1930 году Энрико Ферми показал, что магнитные моменты ядер (включая протон) являются амперовыми. [58] Два вида магнитных моментов испытывают различные силы в магнитном поле. Основываясь на аргументах Ферми, было показано, что собственные магнитные моменты элементарных частиц, включая нуклоны, являются амперовыми. Аргументы основаны на базовом электромагнетизме, элементарной квантовой механике и сверхтонкой структуре атомных s-уровней энергии. [59] В случае нейтрона теоретические возможности были разрешены лабораторными измерениями рассеяния медленных нейтронов на ферромагнитных материалах в 1951 году. [57] [60] [61] [62]

Аномальные магнитные моменты и физика мезонов

Аномальные значения магнитных моментов нуклонов представляли собой теоретическую дилемму на протяжении 30 лет с момента их открытия в начале 1930-х годов до разработки кварковой модели в 1960-х годах. [31] Значительные теоретические усилия были затрачены на попытки понять происхождение этих магнитных моментов, но неудачи этих теорий были вопиющими. [31] Большая часть теоретического внимания была сосредоточена на разработке ядерно-силовой эквивалентности для удивительно успешной теории, объясняющей небольшой аномальный магнитный момент электрона. [31]

Проблема происхождения магнитных моментов нуклонов была признана еще в 1935 году. Дж. К. Вик предположил, что магнитные моменты могут быть вызваны квантово-механическими флуктуациями этих частиц в соответствии с теорией бета-распада Ферми 1934 года. [63] Согласно этой теории, нейтрон частично, регулярно и кратковременно распадается на протон, электрон и нейтрино как естественное следствие бета-распада . [64] Согласно этой идее, магнитный момент нейтрона был вызван мимолетным существованием большого магнитного момента электрона в ходе этих квантово-механических флуктуаций, причем значение магнитного момента определялось длительностью существования виртуального электрона. [65] Однако теория оказалась несостоятельной, когда Х. Бете и Р. Бахер показали, что она предсказывает значения магнитного момента, которые либо слишком малы, либо слишком велики, в зависимости от спекулятивных предположений. [63] [66]

Аналогичные соображения для электрона оказались гораздо более успешными. В квантовой электродинамике (КЭД) аномальный магнитный момент частицы возникает из-за малых вкладов квантово-механических флуктуаций в магнитный момент этой частицы. [67] Предсказывается, что g-фактор для магнитного момента «Дирака» равен g = −2 для отрицательно заряженной частицы со спином 1/2. Для таких частиц, как электрон , этот «классический» результат отличается от наблюдаемого значения примерно на 0,1%; разница по сравнению с классическим значением составляет аномальный магнитный момент. Измеряется, что g -фактор для электрона равен−2,002 319 304 360 92 (36) . [68] КЭД ​​— это теория передачи электромагнитной силы фотонами. Физическая картина такова, что эффективный магнитный момент электрона является результатом вклада «голого» электрона, который является частицей Дирака, и облака «виртуальных», короткоживущих электрон-позитронных пар и фотонов, которые окружают эту частицу как следствие КЭД. Эффекты этих квантово-механических флуктуаций можно вычислить теоретически с помощью диаграмм Фейнмана с петлями. [69]

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).

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 Дж. Швингером в 1948 году. [67] [70] Вычисленное до четвертого порядка, предсказание КЭД для аномального магнитного момента электрона согласуется с экспериментально измеренным значением более чем до 10 значащих цифр, что делает магнитный момент электрона одним из наиболее точно проверенных предсказаний в истории физики . [ 67]

По сравнению с электроном, аномальные магнитные моменты нуклонов огромны. [10] G-фактор для протона равен 5,6, а беззарядный нейтрон, который вообще не должен иметь магнитного момента, имеет g-фактор −3,8. Обратите внимание, однако, что аномальные магнитные моменты нуклонов, то есть их магнитные моменты с вычтенными ожидаемыми магнитными моментами частиц Дирака, примерно равны, но имеют противоположный знак: μ p −1,00  мкН = +1,79  μ N , но μ n −0,00  мкН =​−1,91  мкН . [71 ]

Взаимодействие Юкавы для нуклонов было открыто в середине 1930-х годов, и эта ядерная сила передается пионными мезонами . [63] Параллельно с теорией для электрона, гипотеза состояла в том, что петли более высокого порядка, включающие нуклоны и пионы, могут генерировать аномальные магнитные моменты нуклонов. [9] Физическая картина состояла в том, что эффективный магнитный момент нейтрона возникает из объединенных вкладов «голого» нейтрона, который равен нулю, и облака «виртуальных» пионов и фотонов, которые окружают эту частицу в результате ядерных и электромагнитных сил. [7] : 75–80  [72] Диаграмма Фейнмана справа является примерно диаграммой первого порядка, причем роль виртуальных частиц играют пионы. Как отметил А. Пайс , «между концом 1948 и серединой 1949 года появилось по крайней мере шесть статей, сообщающих о вычислениях второго порядка моментов нуклонов». [31] Эти теории также, как отметил Паис, были «провалом» — они дали результаты, которые грубо расходились с наблюдениями. Тем не менее, серьезные усилия в этом направлении продолжались в течение следующих нескольких десятилетий, но с небольшим успехом. [9] [72] [73] Эти теоретические подходы были неверны, поскольку нуклоны являются составными частицами, магнитные моменты которых возникают из их элементарных компонентов, кварков. [31]

Кварковая модель магнитных моментов нуклонов

В кварковой модели адронов нейтрон состоит из одного верхнего кварка (заряд ⁠ ++ 2 /3⁠  e ) и два нижних кварка (заряд ⁠−+ 1 /3⁠  e ), в то время как протон состоит из одного нижнего кварка (заряд ⁠−+ 1 /3⁠  e ) и два верхних кварка (заряд ⁠++ 2 /3⁠  e ). [74] Магнитный момент нуклонов можно смоделировать как сумму магнитных моментов составляющих кварков, [11] хотя эта простая модель противоречит сложностям Стандартной модели физики элементарных частиц . [75] Расчет предполагает, что кварки ведут себя как точечные частицы Дирака , каждая из которых имеет свой собственный магнитный момент, вычисляемый с использованием выражения, аналогичного приведенному выше для ядерного магнетона: где переменные с индексом q относятся к магнитному моменту кварка, заряду или массе. [11] Упрощенно, магнитный момент нуклона можно рассматривать как результат векторной суммы трех магнитных моментов кварков, плюс орбитальные магнитные моменты, вызванные движением трех заряженных кварков внутри него. [11]

В одном из ранних достижений Стандартной модели (теория SU(6)) в 1964 году М. Бег, Б. Ли и А. Пайс теоретически рассчитали отношение магнитных моментов протона к нейтрону, которое составило ⁠−+3/ 2 ⁠ , что согласуется с экспериментальным значением с точностью до 3%. [76] [77] [78] Измеренное значение этого отношения равно−1,459 898 06 (34) . [79] Противоречие квантово-механической основы этого расчета с принципом исключения Паули привело к открытию цветного заряда для кварков О. Гринбергом в 1964 году. [76]

Из нерелятивистской квантово-механической волновой функции для барионов, состоящих из трех кварков, простой расчет дает довольно точные оценки магнитных моментов нейтронов, протонов и других барионов. [11] Для нейтрона магнитный момент определяется как μ n = ⁠ 4 /3⁠ мк д − ⁠ 1 /3⁠ μ u ,гдеμdиμu— магнитные моменты для нижних и верхних кварков соответственно. Этот результат объединяет внутренние магнитные моменты кварков с их орбитальными магнитными моментами и предполагает, что три кварка находятся в определенном, доминирующем квантовом состоянии.[11]

Результаты этого расчета обнадеживают, но массы верхних или нижних кварков предполагались равными ⁠ 1 /3⁠ масса нуклона. [11] Массы кварков на самом деле составляют всего около 1% от массы нуклона. Расхождение возникает из-за сложности Стандартной модели для нуклонов, где большая часть их массы возникает в глюонных полях, виртуальных частицах и связанной с ними энергии, которые являются существенными аспектами сильного взаимодействия . [75] [80] Более того, сложная система кварков и глюонов, составляющих нуклон, требует релятивистского подхода. [81] Магнитные моменты нуклонов были успешно вычислены из первых принципов , что потребовало значительных вычислительных ресурсов. [82] [83]

Смотрите также

Ссылки

  1. ^ "Значение CODATA 2022: отношение магнитного момента протона к ядерному магнетону". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024 г. Получено 18 мая 2024 г.
  2. ^ "Значение CODATA 2022: отношение магнитного момента протона к магнетону Бора". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024 г. Получено 18 мая 2024 г.
  3. ^ "2022 CODATA Value: отношение магнитного момента нейтрона к ядерному магнетону". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024 г. Получено 18 мая 2024 г.
  4. ^ Beringer, J.; et al. (Particle Data Group) (2012). "Обзор физики частиц, частичное обновление 2013 года" (PDF) . Phys. Rev. D . 86 (1): 010001. Bibcode :2012PhRvD..86a0001B. doi : 10.1103/PhysRevD.86.010001 . Получено 8 мая 2015 г. .
  5. ^ "2022 CODATA Value: proton magnetic moment". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  6. ^ "2022 CODATA Value: нейтронный магнитный момент". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  7. ^ abc Вонсовский, Сергей (1975). Магнетизм элементарных частиц. М.: Мир.
  8. ^ abcd Шанкар, Р. (1994). Принципы квантовой механики (2-е изд.). Kluwer Academic / Plenum Press . стр. 676. doi :10.1007/978-1-4757-0576-8. ISBN 978-1-4757-0576-8.
  9. ^ abcd Бьёркен, Дж. Д.; Дрелл, С. Д. (1964). Релятивистская квантовая механика . Нью-Йорк: McGraw-Hill. С. 241–246. ISBN 978-0070054936.
  10. ^ ab Hausser, O. (1981). «Ядерные моменты». В Lerner, RG ; Trigg, GL (ред.). Энциклопедия физики . Рединг, Массачусетс: Addison-Wesley Publishing Company. стр. 679–680. ISBN 978-0201043136.
  11. ^ abcdefg Перкинс, Дональд Х. (1982). Введение в физику высоких энергий . Рединг, Массачусетс: Addison Wesley. стр. 201–202. ISBN 978-0-201-05757-7.
  12. ^ abcdef Snow, M. (2013). "Экзотическая физика с медленными нейтронами" . Physics Today . 66 (3): 50–55. Bibcode :2013PhT....66c..50S. doi :10.1063/PT.3.1918 . Получено 11 декабря 2015 г. .
  13. ^ "CODATA значения фундаментальных констант". NIST . Получено 8 мая 2015 г.
  14. ^ Шрекенбах, К. (2013). «Физика нейтрона». В Сток, Р. (ред.). Энциклопедия ядерной физики и ее приложений . Вайнхайм, Германия: Wiley-VCH Verlag GmbH & Co. стр. 321–354. ISBN 978-3-527-40742-2.
  15. ^ Фриш, Р.; Стерн, О. (1933). «Über die Magneticische Ablenkung von Wasserstoffmolekülen und das Magnetic Moment des Protons. I / Магнитное отклонение молекул водорода и магнитный момент протона. I». З. Физ . 85 (1–2): 4–16. Бибкод : 1933ZPhy...85....4F. дои : 10.1007/bf01330773. S2CID  120793548.
  16. ^ Эстерман, И.; Стерн, О. (1933). «Über die Magneticische Ablenkung von Wasserstoffmolekülen und das Magnetic Moment des Protons. II / Магнитное отклонение молекул водорода и магнитный момент протона. I». З. Физ . 85 (1–2): 17–24. Бибкод : 1933ZPhy...85...17E. дои : 10.1007/bf01330774. S2CID  186232193.
  17. ↑ Рэмси, Северная Каролина (1 июня 1988 г.). «Молекулярные пучки: наше наследие Отто Штерна» . Zeitschrift für Physik D. 10 (2): 121–125. Бибкод : 1988ZPhyD..10..121R. дои : 10.1007/BF01384845. ISSN  1431-5866. S2CID  120812185.
  18. ^ Toennies, JP; Schmidt-Bocking, H.; Friedrich, B.; Lower, 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.
  19. ^ "Нобелевская премия по физике 1943 года". Нобелевский фонд . Получено 30 января 2015 г.
  20. ^ Чедвик, Джеймс (1932). «Существование нейтрона». Труды Королевского общества A. 136 ( 830): 692–708. Bibcode :1932RSPSA.136..692C. doi : 10.1098/rspa.1932.0112 .
  21. ^ abcd Брейт, Г.; Раби, II (1934). «Об интерпретации настоящих значений ядерных моментов». Physical Review . 46 (3): 230–231. Bibcode :1934PhRv...46..230B. doi :10.1103/physrev.46.230.
  22. ^ ab Альварес, Л. В.; Блох, Ф. (1940). «Количественное определение магнитного момента нейтрона в абсолютных ядерных магнетонах». Physical Review . 57 (2): 111–122. Bibcode :1940PhRv...57..111A. doi :10.1103/physrev.57.111.
  23. ^ Бахер, РФ (1933). «Заметка о магнитном моменте ядра азота» (PDF) . Physical Review . 43 (12): 1001–1002. Bibcode : 1933PhRv...43.1001B. doi : 10.1103/physrev.43.1001.
  24. ^ Тамм, И.Ю.; Альтшулер, СА (1934). «Магнитный момент нейтрона». Доклады Академии наук СССР . 8 : 455. Получено 30 января 2015 г.
  25. ^ Эстерман, И.; Штерн, О. (1934). "Магнитный момент дейтона" . Physical Review . 45 (10): 761(A109). Bibcode :1934PhRv...45..739S. doi :10.1103/PhysRev.45.739 . Получено 9 мая 2015 г. .
  26. ^ Раби, II; Келлог, JM; Захариас, JR (1934). «Магнитный момент протона». Physical Review . 46 (3): 157–163. Bibcode : 1934PhRv...46..157R. doi : 10.1103/physrev.46.157.
  27. ^ Раби, II; Келлог, JM; Захариас, JR (1934). «Магнитный момент дейтона». Physical Review . 46 (3): 163–165. Bibcode : 1934PhRv...46..163R. doi : 10.1103/physrev.46.163.
  28. ^ abcde Ригден, Джон С. (1987). Раби, учёный и гражданин. Нью-Йорк: Basic Books, Inc., стр. 99–114. ISBN 9780674004351. Получено 9 мая 2015 г. .
  29. ^ J. Rigden (1 ноября 1999 г.). «Исидор Ицхак Раби: идущий по пути Бога». Physics World . Получено 11 декабря 2022 г.
  30. ^ Рэмси, Норман Ф. (1987). "Глава 5: Нейтронный магнитный момент". В Trower, W. Peter (ред.). Discovering Alvarez: Selected works of Luis W. Alvarez with comments of his students and colleagues . University of Chicago Press. pp. 30–32. ISBN 978-0226813042. Получено 9 мая 2015 г. .
  31. ^ abcdef Pais, Abraham (1986). Inward Bound . Оксфорд: Oxford University Press. стр. 299. ISBN 978-0198519973.
  32. ^ Келлог, Дж. М.; Раби, II; Рэмси, Н. Ф.; Захариас, Дж. Р. (1939). «Электрический квадрупольный момент дейтрона». Physical Review . 55 (3): 318–319. Bibcode :1939PhRv...55..318K. doi :10.1103/physrev.55.318.
  33. ^ "Нобелевская премия по физике 1944 года". Нобелевский фонд . Получено 25 января 2015 г.
  34. ^ Povh, B.; Rith, K.; Scholz, C.; Zetsche, F. (2002). Частицы и ядра: Введение в физические концепции. Берлин: Springer-Verlag. С. 74–75, 259–260. ISBN 978-3-540-43823-6. Получено 10 мая 2015 г. .
  35. ^ "2022 CODATA Value: фактор g нейтрона". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  36. ^ "2022 CODATA Value: фактор g протона". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  37. ^ "2022 CODATA Value: нейтронное гиромагнитное отношение". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  38. ^ "2022 CODATA Value: proton gyromagnetic ratio". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 .
  39. ^ Якобсен, Нил Э. (2007). Объяснение ЯМР-спектроскопии. Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-Interscience. ISBN 9780471730965. Получено 8 мая 2015 г. .
  40. ^ "2022 CODATA Value: нейтронное гиромагнитное отношение в МГц/Тл". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  41. ^ "2022 CODATA Value: протонное гиромагнитное отношение в МГц/Тл". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  42. ^ Берри, Э.; Булпитт, А.Дж. (2008). Основы МРТ: интерактивный подход к обучению. Бока-Ратон, Флорида: CRC Press . стр. 320. ISBN 9781584889021. Получено 12 декабря 2022 г. .
  43. ^ Б.Д. Каллити; Компакт-диск Грэм (2008). Введение в магнитные материалы (2-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-IEEE Press . п. 103. ИСБН 978-0-471-47741-9. Получено 8 мая 2015 г. .
  44. ^ MH Levitt (2001). Динамика спина: основы ядерного магнитного резонанса . Западный Сассекс, Англия: John Wiley & Sons. С. 25–30. ISBN 978-0-471-48921-4.
  45. ^ Балчи, М. (2005). Базовая 1H- и 13C-ЯМР-спектроскопия (1-е изд.). Амстердам: Elsevier. С. 1–7. ISBN 978-0444518118. Получено 12 декабря 2022 г. .
  46. ^ ab RM Silverstein; FX Webster; DJ Kiemle; DL Bryce (2014). Спектрометрическая идентификация органических соединений (8-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: Wiley . стр. 126–163. ISBN 978-0-470-61637-6. Получено 10 декабря 2022 г. .
  47. ^ abcdef Бирн, Дж. (2011). Нейтроны, ядра и материя: исследование физики медленных нейтронов . Минеола, Нью-Йорк: Dover Publications. стр. 28–31. ISBN 978-0486482385.
  48. ^ Хьюз, DJ; Берджи, MT (1949). «Отражение и поляризация нейтронов намагниченными зеркалами» (PDF) . Phys. Rev . 76 (9): 1413–1414. Bibcode :1949PhRv...76.1413H. doi :10.1103/PhysRev.76.1413. Архивировано из оригинала (PDF) 13 августа 2016 г. . Получено 26 июня 2016 г. .
  49. ^ ab Sherwood, JE; Stephenson, TE; Bernstein, S. (1954). «Эксперимент Штерна–Герлаха с поляризованными нейтронами». Phys. Rev. 96 ( 6): 1546–1548. Bibcode :1954PhRv...96.1546S. doi :10.1103/PhysRev.96.1546.
  50. ^ SW Lovesey (1986). Теория рассеяния нейтронов в конденсированных средах . Том 1: Ядерное рассеяние. Оксфорд: Clarendon Press. С. 1–30. ISBN 978-0198520290.
  51. ^ "Нобелевская премия по физике 1994 года". Нобелевский фонд . Получено 25 января 2015 г.
  52. ^ ab Arimoto, Y.; Geltenbort, S.; et al. (2012). "Демонстрация фокусировки с помощью нейтронного ускорителя" . Physical Review A . 86 (2): 023843. Bibcode :2012PhRvA..86b3843A. doi :10.1103/PhysRevA.86.023843 . Получено 9 мая 2015 г. .
  53. ^ Оку, Т.; Сузуки, Дж.; и др. (2007). «Высокополяризованный холодный нейтронный пучок, полученный с помощью квадрупольного магнита». Physica B. 397 ( 1–2): 188–191. Bibcode : 2007PhyB..397..188O. doi : 10.1016/j.physb.2007.02.055.
  54. ^ Фернандес-Алонсо, Феликс; Прайс, Дэвид (2013). Основы рассеяния нейтронов. Амстердам: Academic Press. стр. 103. ISBN 978-0-12-398374-9. Получено 30 июня 2016 г. .
  55. ^ Чапп, Т. "Нейтронная оптика и поляризация" (PDF) . Получено 16 апреля 2019 г.
  56. ^ ab Semat, Henry (1972). Введение в атомную и ядерную физику (5-е изд.). Лондон: Holt, Rinehart and Winston. стр. 556. ISBN 978-1-4615-9701-8. Получено 8 мая 2015 г. .
  57. ^ ab McDonald, KT (2014). "Силы на магнитных диполях" (PDF) . Лаборатория Джозефа Генри, Принстонский университет . Архивировано из оригинала (PDF) 2 августа 2019 г. . Получено 18 июня 2017 г. .
  58. ^ Ферми, Э. (1930). «Uber die Magnetic Momente der Atomkerne». З. Физ. (на немецком языке). 60 (5–6): 320–333. Бибкод : 1930ZPhy...60..320F. дои : 10.1007/bf01339933. S2CID  122962691.
  59. ^ Джексон, Дж. Д. (1977). «Природа внутренних магнитных дипольных моментов» (PDF) . ЦЕРН . 77–17: 1–25 . Получено 18 июня 2017 г. .[ постоянная мертвая ссылка ]
  60. ^ Mezei, F. (1986). «La Nouvelle Vague in Polarized Neutron Scattering». Physica . 137B (1): 295–308. Bibcode : 1986PhyBC.137..295M. doi : 10.1016/0378-4363(86)90335-9.
  61. ^ Хьюз, DJ; Берджи, MT (1951). «Отражение нейтронов от намагниченных зеркал». Physical Review . 81 (4): 498–506. Bibcode : 1951PhRv...81..498H. doi : 10.1103/physrev.81.498.
  62. ^ Шулл, К. Г.; Уоллан, Э. О.; Штраузер, ВА (1951). «Магнитная структура магнетита и ее использование при изучении нейтронного магнитного взаимодействия». Physical Review . 81 (3): 483–484. Bibcode :1951PhRv...81..483S. doi :10.1103/physrev.81.483.
  63. ^ abc Браун, Л. М.; Рехенберг, Х. (1996). Происхождение концепции ядерных сил . Бристоль и Филадельфия: Издательство Института физики. С. 95–312. ISBN 978-0750303736.
  64. ^ Вик, GC (1935). «Теория частиц бета и магнитного момента протона». Ренд. Р. Аккад. Линчеи . 21 : 170–175.
  65. ^ Амальди, Э. (1998). «Джан Карло Вик в 1930-е годы». В Баттимелли, Г.; Паолони, Г. (ред.). Физика 20-го века: очерки и воспоминания: подборка исторических сочинений Эдоардо Амальди . Сингапур: World Scientific Publishing Company. стр. 128–139. ISBN 978-9810223694.
  66. ^ Бете, HA; Бахер, RF (1936). "Ядерная физика А. Стационарные состояния ядер" (PDF) . Reviews of Modern Physics . 8 (5): 82–229. Bibcode : 1936RvMP....8...82B. doi : 10.1103/RevModPhys.8.82.
  67. ^ abc Пескин, ME; Шредер, DV (1995). "6.3. Вершинная функция электрона: оценка". Введение в квантовую теорию поля. Рединг, Массачусетс: Perseus Books. стр. 175–198. ISBN 978-0201503975.
  68. ^ "2022 CODATA Value: электронный g-фактор". Справочник NIST по константам, единицам и неопределенности . NIST . Май 2024. Получено 18 мая 2024 г.
  69. ^ Аояма, Т.; Хаякава, М.; Киносита, Т.; Нио, М. (2008). «Пересмотренное значение вклада восьмого порядка КЭД 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.
  70. ^ Швингер, Дж. (1948). «О квантовой электродинамике и магнитном моменте электрона». Physical Review . 73 (4): 416–417. Bibcode :1948PhRv...73..416S. doi : 10.1103/PhysRev.73.416 .
  71. ^ См. главу 1, раздел 6 в deShalit, A.; Feschbach, H. (1974). Теоретическая ядерная физика, том I: Структура ядра . Нью-Йорк: John Wiley and Sons . стр. 31. ISBN 978-0471203858.
  72. ^ ab Дрелл, С.; Захариасен, Ф. (1961). Электромагнитная структура нуклонов. Нью-Йорк: Oxford University Press. С. 1–130.
  73. ^ Дрелл, С.; Пагельс, Х. Р. (1965). «Аномальный магнитный момент электрона, мюона и нуклона» (PDF) . Physical Review . 140 (2B): B397–B407. Bibcode : 1965PhRv..140..397D. doi : 10.1103/PhysRev.140.B397. OSTI  1444215.
  74. ^ Gell, Y.; Lichtenberg, DB (1969). «Кварковая модель и магнитные моменты протона и нейтрона». Il Nuovo Cimento A. Серия 10. 61 (1): 27–40. Bibcode :1969NCimA..61...27G. doi :10.1007/BF02760010. S2CID  123822660.
  75. ^ ab Cho, Adiran (2 апреля 2010 г.). «Масса общего кварка окончательно определена». Наука . Американская ассоциация содействия развитию науки . Получено 27 сентября 2014 г. .
  76. ^ ab Greenberg, OW (2009). "Color charge degree of freedom in element physics". Compendium of Quantum Physics . Springer Berlin Heidelberg. стр. 109–111. arXiv : 0805.0289 . doi :10.1007/978-3-540-70626-7_32. ISBN 978-3-540-70622-9. S2CID  17512393.
  77. ^ Бег, МАБ; Ли, БВ; Пайс, А. (1964). «SU(6) и электромагнитные взаимодействия». Physical Review Letters . 13 (16): 514–517, исправленный вариант 650. Bibcode : 1964PhRvL..13..514B. doi : 10.1103/physrevlett.13.514.
  78. ^ Сакита, Б. (1964). «Электромагнитные свойства барионов в супермультиплетной схеме элементарных частиц». Physical Review Letters . 13 (21): 643–646. Bibcode : 1964PhRvL..13..643S. doi : 10.1103/physrevlett.13.643.
  79. ^ Mohr, PJ; Taylor, BN; Newell, DB, ред. (2 июня 2011 г.). Рекомендуемые значения основных физических констант CODATA 2010 г. (отчет). Гейтерсберг, Мэриленд: Национальный институт стандартов и технологий . Веб-версия 6.0 . Получено 9 мая 2015 г.База данных разработана Дж. Бейкером, М. Дума и С. Коточиговой .
  80. ^ Wilczek, F. (2003). "Происхождение массы" (PDF) . MIT Physics Annual : 24–35 . Получено 8 мая 2015 г. .
  81. ^ Цзи, Сяндун (1995). «Анализ массовой структуры нуклона с помощью КХД». 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.
  82. ^ Мартинелли, Г.; Паризи, Г.; Петронцио, Р.; Рапуано, Ф. (1982). «Магнитные моменты протона и нейтрона в решеточной КХД» (PDF) . Physics Letters B. 116 ( 6): 434–436. Bibcode : 1982PhLB..116..434M. doi : 10.1016/0370-2693(82)90162-9 – через cern.ch.
  83. ^ Кинкейд, Кэти (2 февраля 2015 г.). «Определение магнитных моментов ядерной материи». Phys.org . Получено 8 мая 2015 г.

Библиография

Внешние ссылки