Магнитный момент нейтрона - Neutron magnetic moment

В магнитный момент нейтрона является внутренним магнитный дипольный момент из нейтрон, символ μ_п. Протоны и нейтроны, оба нуклоны, составляют ядро из атомы, и оба нуклона ведут себя как малые магниты силы которых измеряются их магнитными моментами. Нейтрон взаимодействует с нормальным веществом либо через ядерная сила или его магнитный момент. Магнитный момент нейтрона используется для исследования атомной структуры материалов с использованием методов рассеяния и для управления свойствами нейтронных пучков в ускорителях частиц. В середине 1930-х годов косвенными методами было установлено, что нейтрон обладает магнитным моментом. Луис Альварес и Феликс Блох провел первое точное и прямое измерение магнитного момента нейтрона в 1940 году. Наличие магнитного момента нейтрона указывает на то, что нейтрон не является элементарная частица. Чтобы элементарная частица имела собственный магнитный момент, она должна иметь как вращение и электрический заряд. Нейтрон имеет спин 1/2час, но у него нет нетто-заряда. Существование магнитного момента нейтрона вызывало недоумение и не могло дать правильного объяснения до тех пор, пока кварковая модель для частиц был разработан в 1960-х годах. Нейтрон состоит из трех кварков, и магнитные моменты этих элементарных частиц объединяются, чтобы дать нейтрону его магнитный момент.

Описание

Схематическая диаграмма, 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.

Лучшее доступное измерение магнитного момента нейтрона - это μ_п = −1.91304272(45) μ_N.^[1] Вот μ_N это ядерный магнетон, а физическая постоянная и стандартная единица для магнитных моментов ядерных компонентов. В Единицы СИ, μ_п = −9.6623647(23)×10⁻²⁷ ​^J⁄_Т. Магнитный момент - это векторная величина, а направление магнитного момента нейтрона определяется его спином. В крутящий момент на нейтроне в результате внешнего магнитное поле направлен на выравнивание вектора спина нейтрона, противоположного вектору магнитного поля.

Ядерный магнетон - это спиновый магнитный момент из Частица Дирака, заряженный, спин 1/2 элементарная частица с массой протона м_п. В единицах СИ ядерный магнетон равен

${displaystyle mu _{mathrm {N} }={{ehbar } over {2m_{mathrm {p} }}},}$

где е это элементарный заряд и час это приведенная постоянная Планка.^[2] Магнитный момент этой частицы параллелен ее спину. Поскольку нейтрон не имеет заряда, согласно этому выражению, он не должен иметь магнитного момента. Ненулевой магнитный момент нейтрона указывает на то, что это не элементарная частица.^[3] Знак магнитного момента нейтрона - знак отрицательно заряженной частицы. Точно так же и тот факт, что магнитный момент протона, μ_п = 2.793 μ_N, не равно 1μ_N указывает на то, что это тоже не элементарная частица.^[2] Протоны и нейтроны состоят из кварки, а магнитные моменты кварков можно использовать для вычисления магнитных моментов нуклонов.

Хотя нейтрон взаимодействует с нормальным веществом главным образом посредством ядерных или магнитных сил, магнитные взаимодействия примерно на семь порядков слабее ядерных взаимодействий. Таким образом, влияние магнитного момента нейтрона очевидно только для низкоэнергетических или медленных нейтронов. Поскольку значение магнитного момента обратно пропорционально массе частицы, ядерный магнетон составляет около¹⁄₂₀₀₀ такой же большой, как Магнетон Бора. В магнитный момент электрона поэтому примерно в 1000 раз больше, чем у нейтрона.^[4]

Магнитный момент антинейтрон имеет ту же величину, что и нейтрон, но имеет противоположный знак.^[5]

Измерение

Смотрите также: Открытие нейтрона

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

К 1934 году группы под руководством Стерна, ныне в Питтсбург, и И. И. Раби в Нью-Йорк независимо измерили магнитные моменты протона и дейтрон.^[10][11][12] Измеренные значения для этих частиц были только в приблизительном соответствии между группами, но группа Раби подтвердила более ранние измерения Штерна, согласно которым магнитный момент 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 также определялись Р. Бахер^[15] в Анн-Арбор (1933) и И.Я. Тамм и С.А. Альтшулер^[16] в Советский Союз (1934) на основе исследований сверхтонкой структуры атомных спектров. Хотя оценка Тамма и Альтшулера имела правильный знак и порядок величины (μ_п = −0.5 μ_N) 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 разработанных ядерный магнитный резонанс техники.^[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 останутся загадкой до тех пор, пока кварковая модель был разработан в 1960-х годах.

Уточнение и развитие измерений Раби привело к открытию в 1939 году, что дейтрон также обладает электрический квадрупольный момент.^[14][18] Это электрическое свойство дейтрона мешало измерениям группы Раби. Это открытие означало, что физическая форма дейтрона не была симметричной, что дало ценное понимание природы дейтрона. ядерная сила связывание нуклонов. 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 Луис Альварес и Феликс Блох в Беркли, Калифорния в 1940 г.^[20] Используя расширение методов магнитного резонанса, разработанных Раби, Альварес и Блох, определили, что магнитный момент нейтрона равен μ_п = −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 отношении этого аномального свойства нейтронов.^[21]

Нейтрон г-фактор и гиромагнитное отношение

Магнитный момент нуклона иногда выражают через его г-фактор, безразмерный скаляр. Соглашение, определяющее г-фактор для составных частиц, таких как нейтрон или протон, равен

${displaystyle {oldsymbol {mu }}={frac {gmu _{mathrm {N} }}{hbar }}{oldsymbol {I}}}$

где μ - собственный магнитный момент, я это вращение угловой момент, и г эффективный г-фактор.^[22] В то время г-фактор безразмерен, для составных частиц он определяется относительно натуральной единицы ядерный магнетон. Для нейтрона я ½час, поэтому нейтронная г-фактор, символ г_п, является −3.82608545(90).^[23]

В гиромагнитное отношение, символ γ, частицы или системы является соотношение от его магнитного момента до его спинового углового момента, или

${displaystyle {oldsymbol {mu }}=gamma {oldsymbol {I}}}$

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

${displaystyle gamma ={frac {gmu _{mathrm {N} }}{hbar }}=g{frac {e}{2m_{ ext{p}}}}}$

Гиромагнитное отношение нейтрона, обозначение γ_п, является −1.83247171(43)×10⁸ радес⁻¹⋅Т⁻¹.^[24] Гиромагнитное отношение - это также отношение наблюдаемой угловой частоты Ларморова прецессия (в рад с⁻¹) и напряженность магнитного поля в ядерный магнитный резонанс Приложения,^[25]например, в МРТ. По этой причине значение γ_п часто дается в единицах^МГц⁄_Т. Количество γ_п/ 2π  (так называемая "гамма-шкала") удобна и имеет значение −29.1646943(69) ​^МГц⁄_Т.^[26]

Физическое значение

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

Когда нейтрон помещается в магнитное поле, создаваемое внешним источником, он подвергается воздействию крутящего момента, стремящегося 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 прецессия с четко определенной частотой, называемой Ларморова частота. Именно это явление позволяет измерять ядерные свойства посредством ядерного магнитного резонанса. Частота Лармора может быть определена как произведение гиромагнитного отношения на напряженность магнитного поля. Поскольку знак γ_п отрицательна, то 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 Берги 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 Эксперимент Штерна-Герлаха который использовал магнитное поле для разделения состояний спина нейтрона. 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 по мере приближения к заряженным мишеням, как это происходит с протонами или альфа-частицы. Нейтроны могут глубоко проникать в вещество. Поэтому магнитный момент нейтрона был использован для исследования свойств материи с помощью рассеяние или дифракция техники. Эти методы предоставляют информацию, которая дополняет Рентгеновская спектроскопия. В частности, магнитный момент нейтрона используется для определения магнитных свойств материалов на масштабах от 1 до 100Å с помощью холодный или термический нейтроны.^[32] Бертрам Брокхаус и Клиффорд Шулл выиграл Нобелевская премия в 1994 г. по физике за разработку этих методов рассеяния.^[33]

Без электрического заряда, нейтронные пучки не может контролироваться обычными электромагнитными методами, используемыми для ускорители частиц. Магнитный момент нейтрона позволяет контролировать нейтроны с помощью магнитные поля, Однако,^[34][35] в том числе формирование поляризованный нейтронные пучки. Один из методов основан на том факте, что холодные нейтроны будут отражаться от некоторых магнитных материалов с большой эффективностью, когда они рассеиваются под небольшими углами скольжения.^[36] Отражение предпочтительно выбирает определенные спиновые состояния, таким образом поляризуя нейтроны. Нейтронные магнитные зеркала и гиды используют это полное внутреннее отражение явления для управления пучками медленных нейтронов.

Поскольку ядро ​​атома 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. Дейтрон имеет простейший пример ядерного магнитного момента с измеренным значением 0,857µ_N. Это значение находится в пределах 3% от суммы моментов протона и нейтрона, что дает 0,879µ_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

Магнитный дипольный момент может быть создан два возможных механизма.^[38] Один из способов - это небольшая петля электрического тока, называемая «амперским магнитным диполем». Другой способ - пара магнитные монополи противоположного магнитного заряда, связанного каким-то образом, называемого «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 г. 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 ферромагнитных материалах в 1951 году.^{[38][41][42][43]}

Аномальные магнитные моменты и физика мезонов

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 направлена ​​на разработку 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 определялась продолжительностью времени, в течение которого виртуальный электрон находился в существование.^[47] Однако теория оказалась несостоятельной, когда Ганс Бете и Роберт Бахер показал, что предсказал значения магнитного момента, которые были 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).

Подобные соображения для электрона оказались гораздо более удачными. В квантовая электродинамика (QED), аномальный магнитный момент частицы возникает из-за небольшого вклада квантово-механический колебания магнитный момент этой частицы.^[49] G-фактор для "Дирака" магнитный момент прогнозируется, что будет г = −2 для отрицательно заряженной частицы со спином 1/2. Для таких частиц, как электрон этот «классический» результат отличается от наблюдаемого на небольшую долю процента; отличие от классического значения - это аномальный магнитный момент. Фактический g-фактор для электрона измеряется равным −2.00231930436153(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 дираковской частицей, и облака «виртуальных» короткоживущих электрон-позитронных пар и фотонов, окружающих эту частицу, как следствие КЭД. Небольшие эффекты этих квантово-механических флуктуаций можно теоретически вычислить, используя Диаграммы Фейнмана с петлями.^[51]

Однопетлевой вклад в аномальный магнитный момент электрона, соответствующий первому порядку и наибольшей поправке в КЭД, находится путем вычисления вершинная функция показано на схеме справа. Расчет был открыт Джулиан Швингер в 1948 г.^[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 одним из наиболее точно проверенных предсказаний в истории физика.^[49]

По сравнению с электроном аномальные магнитные моменты нуклонов огромны.^[3] G-фактор протона равен 5,6, а у беззарядного нейтрона, у которого вообще не должно быть магнитного момента, есть g-фактор -3,8. Обратите внимание, однако, что аномальные магнитные моменты нуклонов, то есть их магнитные моменты с вычитанием ожидаемых магнитных моментов дираковской частицы, примерно равны, но имеют противоположный знак: μ_п − 1.00 μ_N = +1.79 μ_N,   μ_п − 0.00 μ_N = −1.91 μ_N.^[53]

В Юкава взаимодействие для нуклонов было открыто в середине 1930-х годов, и эта ядерная сила опосредована пион мезоны.^[45] Параллельно с теорией для электрона была выдвинута гипотеза, что петли более высокого порядка, включающие нуклоны и пионы, могут генерировать аномальные магнитные моменты нуклонов.^[2] Физическая картина заключалась в том, что эффективный Магнитный момент нейтрона возник в результате комбинированного вклада «голого» нейтрона, который равен нулю, и облака «виртуальных» пионов и фотонов, окружающих эту частицу, как следствие ядерных и электромагнитных сил.^[54] Диаграмма Фейнмана справа - это примерно диаграмма первого порядка, в которой роль виртуальных частиц играют пионы. Как отмечает Авраам Паис «В период с конца 1948 г. по середину 1949 г. появилось по крайней мере шесть работ, в которых сообщалось о вычислениях нуклонных моментов второго порядка».^[44] Эти теории также были, как заметил 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

в кварковая модель для адроны, нейтрон состоит из одного кварка вверх (заряд +2/3е) и два нижних кварка (заряд −1/3е).^[56] Магнитный момент нейтрона можно смоделировать как сумму магнитных моментов составляющих кварков,^[57] хотя эта простая модель противоречит сложности Стандартная модель из физика элементарных частиц.^[58] В расчетах предполагается, что кварки ведут себя как точечные дираковские частицы, каждая из которых имеет свой магнитный момент, что вычислено с использованием выражения, аналогичного приведенному выше для ядерного магнетона:

${displaystyle mu _{mathrm {q} }={{e_{mathrm {q} }hbar } over {2m_{mathrm {q} }}},}$

где переменные в нижнем индексе 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 (теории SU (6)) в 1964 году Мирза А. Б. Бег, Бенджамин В. Ли, и Авраам Паис теоретически рассчитанное отношение магнитных моментов протона к нейтрону составило −3/2, что с точностью до 3% согласуется с экспериментальным значением.^[59][60][61] Измеренное значение этого отношения:−1.45989806(34).^[62] Противоречие квантово-механический основу этого расчета с Принцип исключения Паули привело к открытию цветной заряд для кварков Оскар В. Гринберг в 1964 г.^[59]

От нерелятивистский, квантовая механика волновая функция для барионы состоящий из трех кварков, простой расчет дает довольно точные оценки магнитных моментов нейтронов, протонов и других барионов.^[57] Для нейтрона магнитный момент определяется выражением μ_п = 4/3 μ_d − 1/3 μ_ты, где μ_d и μ_ты - 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 конкретном доминирующем квантовом состоянии.

Барион	Магнитный момент кварковой модели	Вычислено (${displaystyle mu _{mathrm {N} }}$)	Наблюдаемый (${displaystyle mu _{mathrm {N} }}$)
п	4/3 μты − 1/3 μd	2.79	2.793
п	4/3 μd − 1/3 μты	−1.86	−1.913

Результаты этого расчета обнадеживают, но массы верхних или нижних кварков были приняты равными 1/3 массы нуклона.^[57] На самом деле массы кварков составляют всего около 1% от массы нуклона.^[58] Несоответствие проистекает из сложности Стандартной модели для нуклонов, в которой большая часть их массы происходит от глюон поля, виртуальные частицы и связанная с ними энергия, которые являются важными аспектами сильная сила.^[58][63] Более того, сложная система кварков и глюонов, составляющих нейтрон, требует релятивистского подхода.^[64] Магнитные моменты нуклонов были успешно вычислены из первые принципы, требующие значительных вычислительных ресурсов.^[65][66]

Смотрите также

• 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

использованная литература

1. Beringer, J .; и другие. (Группа данных по частицам) (2012). «Обзор физики элементарных частиц, частичное обновление 2013 г.» (PDF). Phys. Ред. D. 86 (1): 010001. Bibcode:2012ПхРвД..86а0001Б. Дои:10.1103 / PhysRevD.86.010001. Получено 8 мая 2015.
2. Bjorken, J.D .; Дрелл, С. (1964). Релятивистская квантовая механика. Нью-Йорк: Макгроу-Хилл. стр.241 –246. ISBN  978-0070054936.
3. Хаусер, О. (1981). «Ядерные моменты». В Lerner, R.G .; Тригг, Г.Л. (ред.). Энциклопедия физики. Ридинг, Массачусетс: издательство Addison-Wesley Publishing Company. С. 679–680. ISBN  978-0201043136.
4. «CODATA значения фундаментальных констант». NIST. Получено 8 мая 2015.
5. 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.
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. Дои:10.1007 / bf01330773. S2CID  120793548. Получено 9 мая 2015.
7. Esterman, 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. Дои:10.1007 / bf01330774. S2CID  186232193. Получено 9 мая 2015.
8. Toennies, J.P .; Schmidt-Bocking, H .; Фридрих, Б .; Нижний, J.C.A. (2011). «Отто Штерн (1888–1969): отец-основатель экспериментальной атомной физики». Annalen der Physik. 523 (12): 1045–1070. arXiv:1109.4864. Bibcode:2011AnP ... 523.1045T. Дои:10.1002 / andp.201100228. S2CID  119204397.
9. "Нобелевская премия по физике 1943 г.". Нобелевский фонд. Получено 30 января 2015.
10. Esterman, I .; Стерн, О. (1934). «Магнитный момент дейтона». Физический обзор. 45 (10): 761 (A109). Bibcode:1934ПхРв ... 45..739С. Дои:10.1103 / PhysRev.45.739. Получено 9 мая 2015.
11. Rabi, I.I .; Kellogg, J.M .; Захариас, Дж. Р. (1934). «Магнитный момент протона». Физический обзор. 46 (3): 157–163. Bibcode:1934ПхРв ... 46..157Р. Дои:10.1103 / Physrev.46.157.
12. Rabi, I.I .; Kellogg, J.M .; Захариас, Дж. Р. (1934). «Магнитный момент дейтона». Физический обзор. 46 (3): 163–165. Bibcode:1934ПхРв ... 46..163Р. Дои:10.1103 / Physrev.46.163.
13. Breit, G .; Раби, И. (1934). «Об интерпретации настоящих значений ядерных моментов». Физический обзор. 46 (3): 230–231. Bibcode:1934ПхРв ... 46..230Б. Дои:10.1103 / Physrev.46.230.
14. Ригден, Джон С. (1987). Лави, ученый и гражданин. Нью-Йорк: Basic Books, Inc., стр. 99–114. ISBN  9780674004351. Получено 9 мая 2015.
15. Бахер, Р.Ф. (1933). «Заметка о магнитном моменте ядра азота» (PDF). Физический обзор. 43 (12): 1001–1002. Bibcode:1933ПхРв ... 43.1001Б. Дои:10.1103 / Physrev.43.1001.
16. Тамм, И.Ю .; Альтшулер, С.А. (1934). «Магнитный момент нейтрона». Доклады Академии Наук СССР. 8: 455. Получено 30 января 2015.
17. Вонсовский, Сергей (1975). Магнетизм элементарных частиц. Москва: Мир. стр.73 –75.
18. Kellogg, J.M .; Rabi, I.I .; Ramsey, N.F .; Захариас, Дж. Р. (1939). «Электрический квадрупольный момент дейтрона». Физический обзор. 55 (3): 318–319. Bibcode:1939ПхРв ... 55..318К. Дои:10.1103 / Physrev.55.318.
19. «Нобелевская премия по физике 1944 года». Нобелевский фонд. Получено 25 января 2015.
20. Alvarez, L.W .; Блох, Ф. (1940). «Количественное определение магнитного момента нейтрона в абсолютных ядерных магнетонах». Физический обзор. 57 (2): 111–122. Bibcode:1940PhRv ... 57..111A. Дои:10.1103 / Physrev.57.111.
21. Рэмси, Норман Ф. (1987). "Глава 5: Нейтронный магнитный момент". В Trower, W. Peter (ред.). Открытие Альвареса: Избранные произведения Луиса В. Альвареса с комментариями его учеников и коллег. Издательство Чикагского университета. стр.30 –32. ISBN  978-0226813042. Получено 9 мая 2015.
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. Получено 10 мая 2015.
23. «CODATA значения фундаментальных констант». NIST. Получено 8 мая 2015.
24. «CODATA значения фундаментальных констант». NIST. Получено 8 августа 2019.
25. Якобсен, Нил Э. (2007). Объяснение спектроскопии ЯМР. Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-Interscience. ISBN  9780471730965. Получено 8 мая 2015.
26. «CODATA значения фундаментальных констант». NIST. Получено 8 мая 2015.
27. Б. Д. Каллити; КОМПАКТ ДИСК.Грэм (2008). Введение в магнитные материалы (2-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: Wiley-IEEE Press. п. 103. ISBN  978-0-471-47741-9. Получено 8 мая, 2015.
28. М. Х. Левитт (2001). Спиновая динамика: основы ядерного магнитного резонанса. Западный Сассекс, Англия: John Wiley & Sons. стр.25 –30. ISBN  978-0-471-48921-4.
29. Дж. Бирн (2011). Нейтроны, ядра и материя: исследование физики медленных нейтронов. Минеола, Нью-Йорк: Dover Publications. С. 28–31. ISBN  978-0486482385.
30. Hughes, D. J .; Берги, М. Т. (1949). «Отражение и поляризация нейтронов намагниченными зеркалами» (PDF). Phys. Rev. 76 (9): 1413–1414. Bibcode:1949PhRv ... 76.1413H. Дои:10.1103 / PhysRev.76.1413.
31. Sherwood, J. E .; Stephenson, T. E .; Бернштейн, С. (1954). «Эксперимент Штерна – Герлаха на поляризованных нейтронах». Phys. Rev. 96 (6): 1546–1548. Bibcode:1954ПхРв ... 96.1546С. Дои:10.1103 / PhysRev.96.1546.
32. С.В. Лавси (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 г.". Нобелевский фонд. Получено 2015-01-25.
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. Дои:10.1016 / j.physb.2007.02.055.
35. Arimoto, Y .; Geltenbort, S .; и другие. (2012). «Демонстрация фокусировки ускорителем нейтронов». Физический обзор A. 86 (2): 023843. Bibcode:2012PhRvA..86b3843A. Дои:10.1103 / PhysRevA.86.023843. Получено 9 мая, 2015.
36. Фернандес-Алонсо, Феликс; Цена, Дэвид (2013). Основы рассеяния нейтронов. Амстердам: Academic Press. п. 103. ISBN  978-0-12-398374-9. Получено 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. Получено 8 мая, 2015.
38. Макдональд, К. (2014). «Силы на магнитных диполях» (PDF). Лаборатория Джозефа Генри, Принстонский университет. Получено 18 июн 2017.
39. Ферми, Э. (1930). "Uber die magnetischen Momente der Atomkerne". Z. Phys. 60 (5–6): 320–333. Bibcode:1930ZPhy ... 60..320F. Дои:10.1007 / bf01339933. S2CID  122962691.
40. Джексон, JD (1977). «Природа собственных магнитных дипольных моментов» (PDF). ЦЕРН. 77-17: 1–25. Получено 18 июн 2017.
41. Мезей, Ф. (1986). "La Nouvelle Vague в рассеянии поляризованных нейтронов". Physica. 137B (1): 295–308. Bibcode:1986PhyBC.137..295M. Дои:10.1016/0378-4363(86)90335-9.
42. Hughes, D. J .; Берги, М. Т. (1951). «Отражение нейтронов от намагниченных зеркал». Физический обзор. 81 (4): 498–506. Bibcode:1951ПхРв ... 81..498Н. Дои:10.1103 / Physrev.81.498.
43. Shull, C.G .; Wollan, E.O .; Штраузер, В. А. (1951). «Магнитная структура магнетита и ее использование при изучении магнитного взаимодействия нейтронов». Физический обзор. 81 (3): 483–484. Bibcode:1951ПхРв ... 81..483С. Дои:10.1103 / Physrev.81.483.
44. Паис, Авраам (1986). Внутренняя граница. Оксфорд: Издательство Оксфордского университета. п.299. ISBN  978-0198519973.
45. Brown, L.M .; Рехенберг, Х. (1996). Происхождение концепции ядерных сил. Бристоль и Филадельфия: Издательский институт физики. стр.95–312. ISBN  978-0750303736.
46. Вик, Г. К. (1935). "Теория раджи бета и магнитный момент протона". Ренд. R. Accad. Линчеи. 21: 170–175.
47. Амальди, Э. (1998). «Джан Карло Вик в 1930-е годы». В Battimelli, G .; Паолони, Г. (ред.). Физика ХХ века: очерки и воспоминания: подборка исторических сочинений Эдоардо Амальди. Сингапур: Всемирная научная издательская компания. С. 128–139. ISBN  978-9810223694.
48. Bethe, H.A .; Бахер, Р. Ф. (1936). «Ядерная физика А. Стационарные состояния ядер» (PDF). Обзоры современной физики. 8 (5): 82–229. Bibcode:1936РвМП .... 8 ... 82Б. Дои:10.1103 / RevModPhys.8.82.
49. См. Раздел 6.3 в Пескин, М. Э .; Шредер, Д. В. (1995). Введение в квантовую теорию поля. Чтение, Массачусетс: Книги Персея. стр.175–198. ISBN  978-0201503975.
50. «CODATA значения фундаментальных констант». NIST. Получено 11 мая, 2015.
51. Аояма, Т .; Hayakawa, M .; 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. Bibcode:2008ПхРвД..77э3012А. Дои:10.1103 / PhysRevD.77.053012. S2CID  119264728.
52. Швингер, Дж. (1948). «О квантовой электродинамике и магнитном моменте электрона». Физический обзор. 73 (4): 416–417. Bibcode:1948ПхРв ... 73..416С. Дои: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. Drell, S .; Захариасен Ф. (1961). Электромагнитная структура нуклонов. Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета. стр.1 –130.
55. Drell, S .; Пагельс, Х.Р. (1965). «Аномальный магнитный момент электрона, мюона и нуклона». Физический обзор. 140 (2B): B397 – B407. Bibcode:1965ПхРв..140..397Д. Дои:10.1103 / PhysRev.140.B397. OSTI  1444215.
56. Gell, Y .; Лихтенберг, Д. Б. (1969). «Кварковая модель и магнитные моменты протона и нейтрона». Il Nuovo Cimento A. Серия 10. 61 (1): 27–40. Bibcode:1969NCimA..61 ... 27G. Дои:10.1007 / BF02760010. S2CID  123822660.
57. Перкинс, Дональд Х. (1982). Введение в физику высоких энергий. Ридинг, Массачусетс: Эддисон Уэсли. стр.201–202. ISBN  978-0-201-05757-7.
58. Чо, Адиран (2 апреля 2010 г.). «Наконец прибита масса обычного кварка». Журнал "Наука", Американская ассоциация развития науки. Получено 27 сентября 2014.
59. Гринберг, О. В. (2009). «Степень свободы цветового заряда в физике элементарных частиц». Сборник квантовой физики. Springer Berlin Heidelberg. С. 109–111. arXiv:0805.0289. Дои:10.1007/978-3-540-70626-7_32. ISBN  978-3-540-70622-9. S2CID  17512393.
60. Beg, M.A.B .; Lee, B.W .; Пайс, А. (1964). «SU (6) и электромагнитные взаимодействия». Письма с физическими проверками. 13 (16): 514–517, опечатка 650. Bibcode:1964ПхРвЛ..13..514Б. Дои:10.1103 / Physrevlett.13.514.
61. Сакита, Б. (1964). «Электромагнитные свойства барионов в супермультиплетной схеме элементарных частиц». Письма с физическими проверками. 13 (21): 643–646. Bibcode:1964ПхРвЛ..13..643С. Дои:10.1103 / Physrevlett.13.643.
62. Mohr, P.J .; Тейлор, Б. и Ньюэлл, Д. (2011), «Рекомендуемые значения фундаментальных физических констант CODATA 2010 г.» (Веб-версия 6.0). База данных была 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. Вильчек, Ф. (2003). «Происхождение массы» (PDF). Ежегодник физики Массачусетского технологического института: 24–35. Получено 8 мая, 2015.
64. Цзи, Сяндун (1995). «КХД-анализ массовой структуры нуклона». Phys. Rev. Lett. 74 (7): 1071–1074. arXiv:hep-ph / 9410274. Bibcode:1995PhRvL..74.1071J. Дои:10.1103 / PhysRevLett.74.1071. PMID  10058927. S2CID  15148740.
65. Martinelli, G .; Parisi, G .; Petronzio, R .; Рапуано, Ф. (1982). «Магнитные моменты протона и нейтрона в решеточной КХД» (PDF). Письма по физике B. 116 (6): 434–436. Bibcode:1982ФЛБ..116..434М. Дои:10.1016/0370-2693(82)90162-9.
66. Кинкейд, Кэти (2 февраля 2015 г.). «Определение магнитных моментов ядерной материи». Phys.org. Получено 8 мая, 2015.

Список используемой литературы

• 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

• СМИ, связанные с Магнитный момент нейтрона в Wikimedia Commons