stringtranslate.com

Магнитный момент нуклона

Магнитные моменты нуклона — это собственные магнитные дипольные моменты протона и нейтрона , символы µ p и µ n . Ядро атома состоит из протонов и нейтронов — нуклонов , которые ведут себя как маленькие магниты . Их магнитная сила измеряется их магнитными моментами. Нуклоны взаимодействуют с обычной материей либо посредством ядерной силы , либо через свои магнитные моменты, при этом заряженный протон также взаимодействует посредством силы Кулона .

Магнитный момент протона был непосредственно измерен в 1933 году командой Отто Штерна в Гамбургском университете . Хотя в середине 1930-х годов косвенными методами было установлено, что нейтрон обладает магнитным моментом, Луис Альварес и Феликс Блох провели первое точное прямое измерение магнитного момента нейтрона в 1940 году. Магнитный момент протона используется для измерения 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 большая величина магнитного момента протона указывают на то, что нуклоны не являются элементарными частицами . 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 суммарного заряда. Их магнитные моменты вызывали недоумение и не поддавались серьезному объяснению до тех пор, пока в 1960-х годах не была разработана кварковая модель адронных частиц. Нуклоны состоят из трех кварков, и магнитные моменты этих элементарных частиц в совокупности дают нуклонам магнитные моменты.

Описание

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

Рекомендуемое CODATA значение магнитного момента протона составляет μ p / μ N  = 2,792 847 344 63 (82) , [1] или µ p / µ B  = 1,521 032 202 30 (46) × 10 -3 . [2] Наилучшим доступным измерением значения магнитного момента нейтрона является μ n / μ N  = −1,913 042 73 (45) . [3] [4] Здесь μ N — ядерный магнетон , стандартная единица измерения магнитных моментов ядерных компонентов, а μ B — магнетон Бора , оба являются физическими константами . В единицах СИ эти значения составляют μ p  = 1,410 606 797 36 (60) × 10 −26  Дж⋅Т −1 [5] и µ n  = −9,662 3651 (23) × 10 −27  Дж⋅Т −1 . [6] Магнитный момент является векторной величиной, и направление магнитного момента нуклона определяется его спином. [7] : 73  Крутящий момент нейтрона, возникающий в результате внешнего магнитного поля , направлен в сторону выравнивания вектора вращения нейтрона напротив вектора магнитного поля. [8] : 385 

Ядерный магнетон — это спиновый магнитный момент частицы Дирака , заряженной элементарной частицы со спином 1/2 и массой протона m p , в которой аномальные поправки игнорируются. [8] : 389  Ядерный магнетон

eэлементарный зарядħприведенная постоянная Планка[9][8] : 389 [8] : 391 [10]µ pµ N2,793мкН ,[9]кварков[11]

Хотя нуклоны взаимодействуют с обычной материей посредством магнитных сил, магнитные взаимодействия на много порядков слабее ядерных взаимодействий. [12] Таким образом, влияние магнитного момента нейтрона очевидно только для нейтронов низкой энергии или медленных нейтронов. [12] Поскольку значение магнитного момента обратно пропорционально массе частицы, ядерный магнетон примерно в 1/2000 больше магнетона Бора . Таким образом, магнитный момент электрона примерно в 1000 раз больше, чем у нуклонов. [13]

Магнитные моменты антипротона и антинейтрона имеют те же величины, что и их античастицы протона и нейтрона, но имеют противоположный знак. [14]

Измерение

Протон

Магнитный момент протона был открыт в 1933 году Отто Штерном , Отто Робертом Фришем и Иммануэлем Эстерманном в Гамбургском университете . [15] [16] [17] Магнитный момент протона определялся 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 он не имеет магнитного момента. Косвенные данные свидетельствовали о том, что магнитный момент нейтрона имел ненулевое значение [21] , однако до тех пор, пока прямые измерения магнитного момента нейтрона в 1940 году не решили проблему. [22]

Значения магнитного момента нейтрона были независимо определены Р. Бахером [23] в Мичиганском университете в Анн-Арборе (1933 г.) и И. Я. Таммом и С. А. Альтшулером [24] в Советском Союзе (1934 г.) на основе исследований сверхтонких частиц. структура атомных спектров. Хотя оценка Тамма и Альтшулера имела правильный знак и порядок величины ( μ n =-0,5  мкН ) , результат был встречен со скептицизмом. [21] [7] : 73–75 

К 1934 году группы под руководством Стерна, ныне работающего в Технологическом институте Карнеги в Питтсбурге , и И. И. Раби из Колумбийского университета в Нью-Йорке независимо измерили магнитные моменты протона и дейтрона . [25] [26] [27] Измеренные значения для этих частиц находились лишь в приблизительном согласии между группами, но группа Раби подтвердила более ранние измерения Штерна 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 определить путем вычитания магнитных моментов дейтрона и протона. [29] Полученное значение не было нулевым и имело знак, противоположный знаку протона. К концу 1930-х годов группа Раби установила точные значения магнитного момента нейтрона с помощью измерений с использованием недавно разработанных методов ядерного магнитного резонанса . [28]

Величина магнитного момента нейтрона была впервые измерена 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. момент нейтрона будет µ n =−1,93(2)  мкм Н . Непосредственно измерив магнитный момент свободных нейтронов или отдельных нейтронов, свободных от ядра, Альварес и Блох разрешили все сомнения и неясности относительно этого аномального свойства нейтронов. [30]

Неожиданные последствия

Большое значение магнитного момента протона и предполагаемое 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] Это открытие означало, что физическая форма дейтрона не была симметричной, что дало ценную информацию о природе ядерных сил, связывающих нуклоны. [28] Лаби 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:

µIугловой моментgg[34]gядерного магнетонаI1/2 ħ , поэтому g g n−3,826 085 45 (90)[35]g p5,585 694 6893 (16)[36]

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

Для нуклонов отношение традиционно записывают через массу и заряд протона по формуле

Гиромагнитное отношение нейтрона равно γ n  = 1,832 471 71 (43) × 10 8  с −1 ⋅T −1 . [37] Гиромагнитное отношение протона равно γ p  = 2,675 221 8744 (11) × 10 8  с −1 ⋅T −1 . [38] Гиромагнитное отношение также представляет собой соотношение между наблюдаемой угловой частотой ларморовской прецессии и силой магнитного поля в приложениях ядерного магнитного резонанса, [39], например, в МРТ . По этой причине часто приводят величину γ /2 π с единицей МГц / Т . Величины γ n /(2 π ) =−29,164 6931 (69)  МГц / Т [40] и γ p /(2 π ) = Поэтому удобны 42,577 4806 (10)  МГц⋅ T −1 , [41] называемые «гамма-барами». [42]

Физическое значение

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

Ларморовская прецессия

Когда нуклон помещается в магнитное поле, создаваемое внешним источником, на него действует крутящий момент, стремящийся ориентировать его магнитный момент параллельно полю (в случае нейтрона его спин антипараллелен полю). [43] Как и в случае с любым магнитом, этот крутящий момент пропорционален произведению магнитного момента и силы внешнего магнитного поля. Поскольку нуклоны обладают спиновым угловым моментом, этот крутящий момент заставит их прецессировать с четко определенной частотой, называемой ларморовской частотой . Именно это явление позволяет измерять ядерные свойства посредством ядерного магнитного резонанса. Ларморовскую частоту можно определить из произведения гиромагнитного отношения на напряженность магнитного поля. Поскольку для нейтрона знак γ n отрицательный, спиновый момент нейтрона прецессирует против часовой стрелки относительно направления внешнего магнитного поля. [44]

Протонный ядерный магнитный резонанс

Ядерный магнитный резонанс, использующий магнитные моменты протонов, используется в спектроскопии ядерного магнитного резонанса (ЯМР) . [45] Поскольку ядра водорода-1 находятся внутри молекул многих веществ, ЯМР может определить 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. Берги измерили нейтроны, отраженные от ферромагнитного зеркала, и обнаружили, что угловое распределение отражений согласуется со спиновым 1/2. [48] ​​В 1954 году Дж. Шервуд, Т. Стивенсон и С. Бернштейн использовали нейтроны в эксперименте Штерна-Герлаха , в котором магнитное поле использовалось для разделения спиновых состояний нейтрона. [49] Они зафиксировали два таких спиновых состояния, согласующихся со спином 1/2частица. [49] [47] До этих измерений вероятность того, что нейтрон имел спин 3/2частицу нельзя было исключить. [47]

Нейтроны используются для исследования свойств материалов

Поскольку нейтроны являются нейтральными частицами, им не приходится преодолевать кулоновское отталкивание при приближении к заряженной цели, в отличие от протонов и альфа-частиц . [12] Нейтроны могут глубоко проникать в материю. [12] Поэтому магнитный момент нейтрона использовался для исследования свойств материи с использованием методов рассеяния или дифракции . [12] Эти методы предоставляют информацию, дополняющую рентгеновскую спектроскопию . [12] [46] В частности, магнитный момент нейтрона используется для определения магнитных свойств материалов в масштабах 1–100  Å с использованием холодных или тепловых нейтронов. [50] Б. Брокгауз и К. Шулл получили Нобелевскую премию по физике в 1994 г. за разработку методов рассеяния. [51]

Управление нейтронными пучками с помощью магнетизма

Поскольку нейтроны не несут электрического заряда, нейтронными пучками невозможно управлять обычными электромагнитными методами, используемыми в ускорителях частиц . [52] Однако магнитный момент нейтрона позволяет в некоторой степени управлять нейтронами с помощью магнитных полей, включая формирование пучков поляризованных нейтронов. [53] [52] Один из методов основан на том факте, что холодные нейтроны будут отражаться от некоторых магнитных материалов с большой эффективностью при рассеянии под небольшими 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 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  мкН , что находится в пределах 3% от измеренного значения  0,857 мкН . [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; ампериан), либо двумя магнитными монополями (внизу; гильбертиан). Магнитные моменты нуклонов амперовы.

Магнитный дипольный момент может быть создан двумя возможными механизмами . [57] Одним из способов является использование небольшой петли электрического тока, называемой «амперовским» магнитным диполем. Другой способ - с помощью пары 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 было ясно, какой из этих двух механизмов вызывает собственные магнитные моменты нуклонов. В 1930 году Энрико Ферми показал, что магнитные моменты ядер (в том числе и протона) амперовы. [58] На два типа магнитных моментов действуют разные силы в магнитном поле. На основании аргументов Ферми было показано, что собственные магнитные моменты элементарных частиц, включая нуклоны, являются амперовскими. Аргументы основаны на базовом электромагнетизме, элементарной квантовой механике и сверхтонкой структуре энергетических уровней атомного s-состояния. [59] В случае нейтрона теоретические возможности были решены 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 теоретическое затруднение на протяжении 30 лет с момента их открытия в начале 1930-х годов до развития 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-силового эквивалента чрезвычайно успешной теории, объясняющей малый аномальный магнитный момент электрона. [31]

Проблема происхождения магнитных моментов нуклонов была осознана еще в 1935 г. Г. С. Уик предположил, что магнитные моменты могут быть вызваны квантово-механическими флуктуациями этих частиц в соответствии с теорией бета-распада Ферми 1934 г. [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 времени, в течение которого виртуальный электрон существовал. [65] Однако теория оказалась несостоятельной, когда Х. Бете и Р. Бахер показали, что она предсказывала значения магнитного момента, которые были либо слишком малы, либо слишком велики, в зависимости от умозрительных предположений. [63] [66]

Подобные соображения для электрона оказались гораздо более успешными. В квантовой электродинамике (КЭД) аномальный магнитный момент частицы возникает из-за небольшого вклада квантово-механических флуктуаций в магнитный момент этой частицы. [67] По прогнозам , g-фактор для магнитного момента «Дирака» будет 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%; отличием от классического значения является аномальный магнитный момент. G - фактор электрона измеряется как-2,002 319 304 362 56 (35) . [68] КЭД ​​– это теория передачи электромагнитной силы фотонами. Физическая картина такова, что эффективный магнитный момент электрона возникает за счет вкладов «голого» электрона, которым является частица Дирака, и облака «виртуальных», короткоживущих электрон-позитронных пар и фотонов, окружающих эту частицу. как следствие QED. Эффекты этих квантово-механических флуктуаций можно теоретически вычислить 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 ядерного взаимодействия).

Однопетлевой вклад в аномальный магнитный момент электрона, соответствующий первому порядку и наибольшей поправке в КЭД, находится путем расчета вершинной функции , показанной на диаграмме справа. Расчет был открыт Дж. Швингером в 1948 году. [67] [70] Вычисленный в четвертом порядке, КЭД-предсказание аномального магнитного момента электрона согласуется с экспериментально измеренным значением более чем на 10 значащих цифр, что делает магнитный момент электрона — одно из наиболее точно проверенных предсказаний в истории физики . [67]

По сравнению с электроном аномальные магнитные моменты нуклонов огромны. [10] G-фактор протона равен 5,6, а беззарядный нейтрон, который вообще не должен иметь магнитного момента, имеет g-фактор -3,8. Однако заметим, что аномальные магнитные моменты нуклонов, то есть их магнитные моменты за вычетом ожидаемых магнитных моментов дираковских частиц, примерно равны, но имеют противоположный знак: µ p −1,00  мкН = +1,79  мкм N , но мкм n −0,00  мкм Н =-1,91  мкН .​ [71]

Взаимодействие Юкавы для нуклонов было открыто в середине 1930-х годов, и это ядерное взаимодействие осуществляется пион -мезонами . [63] Параллельно с теорией электрона существовала гипотеза о том, что петли более высокого порядка, включающие нуклоны и пионы, могут генерировать аномальные магнитные моменты нуклонов. [9] Физическая картина заключалась в том, что эффективный магнитный момент нейтрона возникал в результате совокупного вклада «голого» нейтрона, который равен нулю, и облака «виртуальных» пионов и фотонов, окружающих эту частицу вследствие ядерные и электромагнитные силы. [7] : 75–80  [72] Диаграмма Фейнмана справа представляет собой примерно диаграмму первого порядка, в которой роль виртуальных частиц играют пионы. Как отмечал А. Паис , «в период с конца 1948 по середину 1949 года появилось по крайней мере шесть работ, в которых сообщалось о расчетах нуклонных моментов второго порядка». [31] Эти теории также, как отметил Паис, «провалились» — они дали результаты, которые резко расходились с наблюдениями. Тем не менее, серьезные усилия в этом направлении продолжались в течение следующих нескольких десятилетий, но без особого успеха. [9] [72] [73] Эти теоретические подходы были неправильными, поскольку нуклоны представляют собой составные частицы, 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 д ), а протон состоит из одного нижнего кварка (заряд —+ 1 /3 д ) и два ап-кварка (заряд ++ 2 /3 е ). [74] Магнитный момент нуклонов можно смоделировать как сумму магнитных моментов составляющих кварков, [11] хотя эта простая модель противоречит сложности Стандартной модели физики элементарных частиц . [75] Расчет предполагает, что кварки ведут себя как точечные частицы Дирака , каждая из которых имеет свой собственный магнитный момент, рассчитанный с использованием выражения, аналогичного приведенному выше для ядерного магнетона:

[11][11]

В одном из первых успехов Стандартной модели (теория SU (6)) в 1964 году М. Бег, Б. Ли и А. Пайс теоретически рассчитали соотношение магнитных моментов протона и нейтрона как —+3/ 2 , что согласуется с экспериментальным значением с точностью до 3%. [76] [77] [78] Измеренное значение для этого соотношения равно−1,459 898 06 (34) . [79] Противоречие квантово-механической основы этого расчета с принципом запрета Паули привело к открытию О. Гринбергом в 1964 году цветового заряда кварков. [76]

На основе 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 выражением µ n = 4 /3 мкм д - 1 /3 µ u ,гдеµdиµu— 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.[11]

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

Смотрите также

Рекомендации

  1. ^ «Значение CODATA 2018: отношение магнитного момента протона к ядерному магнетону» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 17 сентября 2022 г.
  2. ^ «Значение CODATA 2018: отношение магнитного момента протона к магнетону Бора» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 12 июня 2023 г.
  3. ^ «Значение CODATA 2018: отношение магнитного момента нейтрона к ядерному магнетону» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 17 сентября 2022 г.
  4. ^ Беринджер, Дж.; и другие. (Группа данных о частицах) (2012). «Обзор физики элементарных частиц, частичное обновление 2013 г.» (PDF) . Физ. Преподобный Д. 86 (1): 010001. Бибкод : 2012PhRvD..86a0001B. дои : 10.1103/PhysRevD.86.010001 . Проверено 8 мая 2015 г.
  5. ^ «Значение CODATA 2018: магнитный момент протона» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 17 сентября 2022 г.
  6. ^ «Значение CODATA 2018: магнитный момент нейтрона» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 17 сентября 2022 г.
  7. ^ abc Вонсовский, Сергей (1975). Магнетизм элементарных частиц. Москва: Издательство «Мир».
  8. ^ abcd Шанкар, Р. (1994). Принципы квантовой механики (2-е изд.). Клювер Академик / Пленум Пресс . п. 676. дои : 10.1007/978-1-4757-0576-8. ISBN 978-1-4757-0576-8.
  9. ^ abcd Бьоркен, JD; Дрелл, С.Д. (1964). Релятивистская квантовая механика . Нью-Йорк: МакГроу-Хилл. стр. 241–246. ISBN 978-0070054936.
  10. ^ Аб Хауссер, О. (1981). «Ядерные моменты». в Лернере, РГ ; Тригг, Г.Л. (ред.). Энциклопедия физики . Ридинг, Массачусетс: Издательство Addison-Wesley. стр. 679–680. ISBN 978-0201043136.
  11. ^ abcdefg Перкинс, Дональд Х. (1982). Введение в физику высоких энергий . Ридинг, Массачусетс: Эддисон Уэсли. стр. 201–202. ISBN 978-0-201-05757-7.
  12. ^ abcdef Сноу, М. (2013). «Экзотическая физика с медленными нейтронами» . Физика сегодня . 66 (3): 50–55. Бибкод : 2013PhT....66c..50S. дои : 10.1063/PT.3.1918 . Проверено 11 декабря 2015 г.
  13. ^ «Значения CODATA фундаментальных констант» . НИСТ . Проверено 8 мая 2015 г.
  14. ^ Шрекенбах, К. (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.
  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. ^ Тоеннис, JP; Шмидт-Бокинг, Х.; Фридрих, Б.; Нижний, JCA (2011). «Отто Штерн (1888–1969): отец-основатель экспериментальной атомной физики». Аннален дер Физик . 523 (12): 1045–1070. arXiv : 1109.4864 . Бибкод : 2011АнП...523.1045Т. дои : 10.1002/andp.201100228. S2CID  119204397.
  19. ^ «Нобелевская премия по физике 1943 года». Нобелевский фонд . Проверено 30 января 2015 г.
  20. ^ Чедвик, Джеймс (1932). «Существование нейтрона». Труды Королевского общества А. 136 (830): 692–708. Бибкод : 1932RSPSA.136..692C. дои : 10.1098/rspa.1932.0112 .
  21. ^ abcd Брейт, Г.; Раби, II (1934). «Об интерпретации текущих значений ядерных моментов». Физический обзор . 46 (3): 230–231. Бибкод : 1934PhRv...46..230B. doi : 10.1103/physrev.46.230.
  22. ^ Аб Альварес, LW; Блох, Ф. (1940). «Количественное определение магнитного момента нейтрона в абсолютных ядерных магнетонах». Физический обзор . 57 (2): 111–122. Бибкод : 1940PhRv...57..111A. doi :10.1103/physrev.57.111.
  23. ^ Бахер, РФ (1933). «Заметка о магнитном моменте ядра азота» (PDF) . Физический обзор . 43 (12): 1001–1002. Бибкод : 1933PhRv...43.1001B. doi :10.1103/physrev.43.1001.
  24. ^ Тамм, И.Ю.; Альтшулер С.А. (1934). «Магнитный момент нейтрона». Доклады Академии наук СССР . 8 :455 . Проверено 30 января 2015 г.
  25. ^ Эстерман, И.; Стерн, О. (1934). «Магнитный момент дейтона» . Физический обзор . 45 (10): 761(А109). Бибкод : 1934PhRv...45..739S. дои : 10.1103/PhysRev.45.739 . Проверено 9 мая 2015 г.
  26. ^ Раби, II; Келлог, Дж. М.; Захариас-младший (1934). «Магнитный момент протона». Физический обзор . 46 (3): 157–163. Бибкод : 1934PhRv...46..157R. doi :10.1103/physrev.46.157.
  27. ^ Раби, II; Келлог, Дж. М.; Захариас-младший (1934). «Магнитный момент дейтона». Физический обзор . 46 (3): 163–165. Бибкод : 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. Проверено 9 мая 2015 г.
  29. ^ Дж. Ригден (1 ноября 1999 г.). «Исидор Исаак Раби: идя путем Бога». Мир физики . Проверено 11 декабря 2022 г.
  30. ^ Рэмси, Норман Ф. (1987). «Глава 5: Магнитный момент нейтрона». В Троуэре, В. Питере (ред.). Открытие Альвареса: Избранные работы Луиса В. Альвареса с комментариями его учеников и коллег . Издательство Чикагского университета. стр. 30–32. ISBN 978-0226813042. Проверено 9 мая 2015 г.
  31. ^ abcdef Паис, Авраам (1986). Внутренняя граница . Оксфорд: Издательство Оксфордского университета. п. 299. ИСБН 978-0198519973.
  32. ^ Келлог, Дж. М.; Раби, II; Рэмси, Северная Каролина; Захариас-младший (1939). «Электрический квадрупольный момент дейтрона». Физический обзор . 55 (3): 318–319. Бибкод : 1939PhRv...55..318K. doi :10.1103/physrev.55.318.
  33. ^ «Нобелевская премия по физике 1944 года». Нобелевский фонд . Проверено 25 января 2015 г.
  34. ^ Повх, Б.; Рит, К.; Шольц, К.; Зетше, Ф. (2002). Частицы и ядра: введение в физические концепции. Берлин: Springer-Verlag. стр. 74–75, 259–260. ISBN 978-3-540-43823-6. Проверено 10 мая 2015 г.
  35. ^ «Значение CODATA 2018: фактор g нейтронов» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 13 июня 2023 г.
  36. ^ «Значение CODATA 2018: фактор g протона» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 8 марта 2019 г.
  37. ^ «Значение CODATA 2018: гиромагнитное отношение нейтронов» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 19 сентября 2022 г.
  38. ^ «Значение CODATA 2018: гиромагнитное отношение протонов» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 19 сентября 2022 г.
  39. ^ Якобсен, Нил Э. (2007). Объяснение ЯМР-спектроскопии. Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-Interscience. ISBN 9780471730965. Проверено 8 мая 2015 г.
  40. ^ «Значения CODATA фундаментальных констант» . НИСТ . Проверено 17 сентября 2022 г.
  41. ^ «Значения CODATA фундаментальных констант» . НИСТ . Проверено 10 декабря 2022 г.
  42. ^ Берри, Э.; Булпитт, Эй Джей (2008). Основы МРТ: интерактивный подход к обучению. Бока-Ратон, Флорида: CRC Press . п. 320. ИСБН 9781584889021. Проверено 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. Проверено 8 мая 2015 г.
  44. ^ М. Х. Левитт (2001). Спиновая динамика: основы ядерного магнитного резонанса . Западный Суссекс, Англия: Джон Уайли и сыновья. стр. 25–30. ISBN 978-0-471-48921-4.
  45. ^ Балчи, М. (2005). Основная 1H- и 13C-ЯМР-спектроскопия (1-е изд.). Амстердам: Эльзевир. стр. 1–7. ISBN 978-0444518118. Проверено 12 декабря 2022 г.
  46. ^ AB Р. М. Сильверстайн; Форекс Вебстер; диджей Кимле; Д. Л. Брайс (2014). Спектрометрическая идентификация органических соединений (8-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: Уайли . стр. 126–163. ISBN 978-0-470-61637-6. Проверено 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, диджей; Бурги, Монтана (1949). «Отражение и поляризация нейтронов намагниченными зеркалами» (PDF) . Физ. Преподобный . 76 (9): 1413–1414. Бибкод : 1949PhRv...76.1413H. дои : 10.1103/PhysRev.76.1413. Архивировано из оригинала (PDF) 13 августа 2016 года . Проверено 26 июня 2016 г.
  49. ^ Аб Шервуд, JE; Стивенсон, TE; Бернштейн, С. (1954). «Эксперимент Штерна – Герлаха на поляризованных нейтронах». Физ. Преподобный . 96 (6): 1546–1548. Бибкод : 1954PhRv...96.1546S. doi : 10.1103/PhysRev.96.1546.
  50. ^ SW Лавси (1986). Теория рассеяния нейтронов в конденсированном состоянии . Том. 1: Ядерное рассеяние. Оксфорд: Кларендон Пресс. стр. 1–30. ISBN 978-0198520290.
  51. ^ «Нобелевская премия по физике 1994 года». Нобелевский фонд . Проверено 25 января 2015 г.
  52. ^ аб Аримото, Ю.; Гельтенборт, С.; и другие. (2012). «Демонстрация фокусировки ускорителем нейтронов» . Физический обзор А. 86 (2): 023843. Бибкод : 2012PhRvA..86b3843A. дои : 10.1103/PhysRevA.86.023843 . Проверено 9 мая 2015 г.
  53. ^ Оку, Т.; Сузуки, Дж.; и другие. (2007). «Высокополяризованный пучок холодных нейтронов, полученный с помощью квадрупольного магнита». Физика Б. 397 (1–2): 188–191. Бибкод : 2007PhyB..397..188O. doi :10.1016/j.physb.2007.02.055.
  54. ^ Фернандес-Алонсо, Феликс; Прайс, Дэвид (2013). Основы рассеяния нейтронов. Амстердам: Академическая пресса. п. 103. ИСБН 978-0-12-398374-9. Проверено 30 июня 2016 г.
  55. ^ Чупп, Т. «Нейтронная оптика и поляризация» (PDF) . Проверено 16 апреля 2019 г.
  56. ^ аб Семат, Генри (1972). Введение в атомную и ядерную физику (5-е изд.). Лондон: Холт, Райнхарт и Уинстон. п. 556. ИСБН 978-1-4615-9701-8. Проверено 8 мая 2015 г.
  57. ^ Аб Макдональд, КТ (2014). «Силы, действующие на магнитные диполи» (PDF) . Лаборатория Джозефа Генри Принстонского университета . Проверено 18 июня 2017 г.
  58. ^ Ферми, Э. (1930). «Uber die Magnetic Momente der Atomkerne». З. Физ. (на немецком). 60 (5–6): 320–333. Бибкод : 1930ZPhy...60..320F. дои : 10.1007/bf01339933. S2CID  122962691.
  59. ^ Джексон, JD (1977). «Природа собственных магнитных дипольных моментов» (PDF) . ЦЕРН . 77–17: 1–25 . Проверено 18 июня 2017 г.
  60. ^ Мезей, Ф. (1986). «Новая неопределенность в поляризованном рассеянии нейтронов». Физика . 137Б (1): 295–308. Бибкод : 1986PhyBC.137..295M. дои : 10.1016/0378-4363(86)90335-9.
  61. ^ Хьюз, диджей; Бурги, Монтана (1951). «Отражение нейтронов от намагниченных зеркал». Физический обзор . 81 (4): 498–506. Бибкод : 1951PhRv...81..498H. doi : 10.1103/physrev.81.498.
  62. ^ Шулл, К.Г.; Воллан, Э.О.; Штраузер, Вашингтон (1951). «Магнитная структура магнетита и ее использование при изучении магнитного взаимодействия нейтронов». Физический обзор . 81 (3): 483–484. Бибкод : 1951PhRv...81..483S. doi : 10.1103/physrev.81.483.
  63. ^ abc Браун, LM; Рехенберг, Х. (1996). Происхождение понятия ядерных сил . Бристоль и Филадельфия: Издательство Института физики. стр. 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 ХХ века: Очерки и воспоминания: Подборка исторических сочинений Эдоардо Амальди . Сингапур: Всемирная научная издательская компания. стр. 128–139. ISBN 978-9810223694.
  66. ^ Бете, HA; Бахер, РФ (1936). «Ядерная физика А. Стационарные состояния ядер» (PDF) . Обзоры современной физики . 8 (5): 82–229. Бибкод : 1936РвМП....8...82Б. doi : 10.1103/RevModPhys.8.82.
  67. ^ abc Пескин, Мэн; Шредер, Д.В. (1995). «6.3. Электронная вершинная функция: оценка». Введение в квантовую теорию поля. Ридинг, Массачусетс: Книги Персея. стр. 175–198. ISBN 978-0201503975.
  68. ^ «Значение CODATA 2018: фактор g электрона» . Справочник NIST по константам, единицам измерения и неопределенности . НИСТ . 20 мая 2019 г. Проверено 13 марта 2020 г.
  69. ^ Аояма, Т.; Хаякава, М.; Киношита, Т.; Нио, М. (2008). «Пересмотренное значение вклада КЭД восьмого порядка в аномальный магнитный момент электрона». Физический обзор D . 77 (5): 053012. arXiv : 0712.2607 . Бибкод : 2008PhRvD..77e3012A. doi : 10.1103/PhysRevD.77.053012. S2CID  119264728.
  70. ^ Швингер, Дж. (1948). «О квантовой электродинамике и магнитном моменте электрона». Физический обзор . 73 (4): 416–417. Бибкод : 1948PhRv...73..416S. дои : 10.1103/PhysRev.73.416 .
  71. ^ См. главу 1, раздел 6 у деШалита А.; Фешбах, Х. (1974). Теоретическая ядерная физика, том I: Структура ядра . Нью-Йорк: Джон Уайли и сыновья . п. 31. ISBN 978-0471203858.
  72. ^ Аб Дрелл, С.; Захариасен, Ф. (1961). Электромагнитная структура нуклонов. Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета. стр. 1–130.
  73. ^ Дрелл, С.; Пейджелс, HR (1965). «Аномальный магнитный момент электрона, мюона и нуклона» (PDF) . Физический обзор . 140 (2Б): Б397–Б407. Бибкод : 1965PhRv..140..397D. doi :10.1103/PhysRev.140.B397. ОСТИ  1444215.
  74. ^ Гелл, Ю.; Лихтенберг, Д.Б. (1969). «Кварковая модель и магнитные моменты протона и нейтрона». Иль Нуово Чименто А. Ряд 10. 61 (1): 27–40. Бибкод : 1969NCimA..61...27G. дои : 10.1007/BF02760010. S2CID  123822660.
  75. ↑ Аб Чо, Адиран (2 апреля 2010 г.). «Наконец-то определена масса обычного кварка». Наука . Американская ассоциация содействия развитию науки . Проверено 27 сентября 2014 г.
  76. ^ Аб Гринберг, Огайо (2009). «Степень свободы цветового заряда в физике элементарных частиц». Сборник квантовой физики . Шпрингер Берлин Гейдельберг. стр. 109–111. arXiv : 0805.0289 . дои : 10.1007/978-3-540-70626-7_32. ISBN 978-3-540-70622-9. S2CID  17512393.
  77. ^ Бег, МАБ; Ли, BW; Паис, А. (1964). «SU(6) и электромагнитные взаимодействия». Письма о физических отзывах . 13 (16): 514–517, ошибка 650. Бибкод : 1964PhRvL..13..514B. doi : 10.1103/physrevlett.13.514.
  78. ^ Сакита, Б. (1964). «Электромагнитные свойства барионов в супермультиплетной схеме элементарных частиц». Письма о физических отзывах . 13 (21): 643–646. Бибкод : 1964PhRvL..13..643S. doi : 10.1103/physrevlett.13.643.
  79. ^ Мор, П.Дж.; Тейлор, Б.Н.; Ньюэлл, Д.Б., ред. (2 июня 2011 г.). Рекомендуемые CODATA значения фундаментальных физических констант 2010 г. (Отчет). Гейтерсбург, Мэриленд: Национальный институт стандартов и технологий . Веб-версия 6.0 . Проверено 9 мая 2015 г.База данных разработана Дж. Бейкером, М. Дума и С. Коточиговой .
  80. ^ Вильчек, Ф. (2003). «Происхождение массы» (PDF) . Ежегодник физики Массачусетского технологического института : 24–35 . Проверено 8 мая 2015 г.
  81. ^ Цзи, Сяндун (1995). «КХД-анализ массовой структуры нуклона». Физ. Преподобный Летт . 74 (7): 1071–1074. arXiv : hep-ph/9410274 . Бибкод : 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 решетке КХД» (PDF) . Буквы по физике Б. 116 (6): 434–436. Бибкод : 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». Физика.орг . Проверено 8 мая 2015 г.

Библиография

Внешние ссылки