Moment magnetyczny nukleonu

_Momenty magnetyczne nukleonu to wewnętrzne magnetyczne momenty dipolowe protonu i neutronu , _symbole μp i μn . Jądro atomów zawiera protony i neutrony, oba nukleony , które zachowują się jak małe magnesy . Ich siły magnetyczne są mierzone ich momentami magnetycznymi. Nukleony oddziałują z normalną materią poprzez oddziaływanie jądrowe lub ich momentów magnetycznych, przy czym naładowany proton również oddziałuje siłą Coulomba .

Zaskakująco duży moment magnetyczny protonu zmierzono bezpośrednio w 1933 r., podczas gdy moment magnetyczny neutronu określono metodami pośrednimi w połowie lat trzydziestych XX wieku. Luis Alvarez i Felix Bloch dokonali pierwszego dokładnego, bezpośredniego pomiaru momentu magnetycznego neutronu w 1940 roku. Moment magnetyczny protonu jest wykorzystywany do pomiarów cząsteczek za pomocą protonowego jądrowego rezonansu magnetycznego . Moment magnetyczny neutronu jest wykorzystywany do badania struktury atomowej materiałów metodami rozpraszania oraz do manipulowania właściwościami wiązek neutronów w akceleratorach cząstek.

Istnienie momentu magnetycznego neutronu i duża wartość momentu magnetycznego protonu wskazują, że nukleony nie są cząstkami elementarnymi . Aby cząstka elementarna miała własny moment magnetyczny, musi mieć zarówno spin , jak i ładunek elektryczny . Nukleony mają spin -1/2 ħ , ale neutron nie ma ładunku wypadkowego. Ich momenty magnetyczne były zagadkowe i wymykały się poprawnemu wyjaśnieniu, aż do modelu kwarków dla hadronu cząsteczki zostały opracowane w latach 60. Nukleony składają się z trzech kwarków, a momenty magnetyczne tych cząstek elementarnych łączą się, dając nukleonom ich momenty magnetyczne.

Opis

Schematyczny diagram przedstawiający spin neutronu jako czarną strzałkę i linie pola magnetycznego związane z momentem magnetycznym neutronu. Na tym schemacie spin neutronu jest skierowany w górę, ale linie pola magnetycznego w środku dipola są skierowane w dół.

przez CODATA wartość momentu magnetycznego protonu wynosi μ _p = 2,792 847 344 63 82) μ _N⁽ 1,521 032 202 30 (46) × 10-3 μ _B = . Najlepszym dostępnym pomiarem wartości momentu magnetycznego neutronu jest μ _n = −1,913 042 73 (45) μ _N . Tutaj _, $μN$ to magneton jądrowy , stała fizyczna i standardowa jednostka momentów magnetycznych elementów jądrowych. W jednostkach SI wartości te wynoszą μ _p = 1,410 606 797 36 (60) × 10 ⁻²⁶ J⋅T ⁻¹ i μ _n = −9,662 3651 (23) × 10 ⁻²⁷ J⋅T ⁻¹ . Moment magnetyczny jest wielkością wektorową, a kierunek momentu magnetycznego nukleonu jest określony przez jego spin. Moment obrotowy na neutronie, który wynika z zewnętrznego pola magnetycznego, ma na celu ustawienie wektora spinu neutronu przeciwnie do wektora pola magnetycznego.

Magneton jądrowy jest spinowym momentem magnetycznym cząstki Diraca , _naładowanej cząstki elementarnej o spinie 1/2, o masie protonu $mp$ , w której pomija się poprawki anomalne . Magneton jądrowy jest

{\ Displaystyle \ mu _ {\ tekst {N}} = {\ Frac {e \ hbar} {2m _ {\ tekst {p}}}}}

gdzie

e

jest ładunkiem elementarnym , a

ħ

jest zredukowaną stałą Plancka . Moment magnetyczny takiej cząstki jest równoległy do jej spinu. Ponieważ neutron nie ma ładunku, nie powinien mieć momentu magnetycznego na podstawie analogicznego wyrażenia. Niezerowy moment magnetyczny neutronu wskazuje zatem, że nie jest on cząstką elementarną. Znak momentu magnetycznego neutronu jest znakiem ujemnie naładowanej cząstki. Podobnie moment magnetyczny protonu, μ _p ≈ 2,793 μ _N , nie jest prawie równa 1

μ

_N wskazuje, że ona również nie jest cząstką elementarną. Protony i neutrony składają się z kwarków , a momenty magnetyczne kwarków można wykorzystać do obliczenia momentów magnetycznych nukleonów.

Chociaż nukleony oddziałują z normalną materią poprzez siły magnetyczne, oddziaływania magnetyczne są o wiele rzędów wielkości słabsze niż oddziaływania jądrowe. Wpływ momentu magnetycznego neutronu jest zatem widoczny tylko dla neutronów o niskiej energii lub wolnych. Ponieważ wartość momentu magnetycznego jest odwrotnie proporcjonalna do masy cząstki, magneton jądrowy jest około 1/2000 większy od magnetonu Bohra . Moment magnetyczny elektronu jest zatem około 1000 razy większy niż moment magnetyczny nukleonów.

Momenty magnetyczne antyprotonu i antyneutronu mają takie same wartości jak ich antycząstki, proton i neutron, ale mają przeciwny znak.

Pomiar

Proton

Anomalnie duży moment magnetyczny protonu został odkryty w 1933 roku przez O. Sterna z Uniwersytetu w Hamburgu . Moment magnetyczny protonu określono, mierząc ugięcie wiązki wodoru cząsteczkowego w polu magnetycznym. Za to odkrycie Stern otrzymał Nagrodę Nobla w 1943 roku.

Neutron

Neutron został odkryty w 1932 roku, a ponieważ nie miał ładunku, zakładano, że nie ma momentu magnetycznego. Pośrednie dowody sugerowały jednak, że moment magnetyczny neutronu miał niezerową wartość, dopóki bezpośrednie pomiary momentu magnetycznego neutronu w 1940 r. nie rozwiązały problemu.

Wartości momentu magnetycznego neutronu zostały niezależnie określone przez R. Bachera z University of Michigan w Ann Arbor (1933) oraz IY Tamm i SA Altshuler w Związku Radzieckim (1934) na podstawie badań struktury nadsubtelnej widm atomowych. Chociaż oszacowanie Tamma i Altshulera miało prawidłowy znak i rząd wielkości ( $μ$ _n = −0,5 $μ$ _N ), wynik spotkał się ze sceptycyzmem.

Do 1934 roku grupy kierowane przez Sterna, obecnie w Carnegie Institute of Technology w Pittsburghu , i II Rabi z Columbia University w Nowym Jorku niezależnie zmierzyły momenty magnetyczne protonu i deuteronu . Zmierzone wartości dla tych cząstek były tylko z grubsza zgodne między grupami, ale grupa Rabiego potwierdziła wcześniejsze pomiary Sterna, że moment magnetyczny protonu był nieoczekiwanie duży. Ponieważ deuteron składa się z protonu i neutronu o wyrównanych spinach, moment magnetyczny neutronu można wywnioskować, odejmując momenty magnetyczne deuteronu i protonu. Otrzymana wartość nie była równa zeru i miała znak przeciwny do znaku protonu. Pod koniec lat trzydziestych XX wieku grupa Rabi wydedukowała dokładne wartości momentu magnetycznego neutronu za pomocą pomiarów wykorzystujących nowo opracowany jądrowy rezonans magnetyczny techniki.

Wartość momentu magnetycznego neutronu została po raz pierwszy bezpośrednio zmierzona przez L. Alvareza i F. Blocha na Uniwersytecie Kalifornijskim w Berkeley w 1940 roku. Korzystając z rozszerzenia metod rezonansu magnetycznego opracowanych przez Rabiego, Alvareza i Blocha, określono moment magnetyczny neutronu neutron będzie $μ$ _n = −1,93(2) $μ$ _N . Poprzez bezpośredni pomiar momentu magnetycznego swobodnych neutronów lub pojedynczych neutronów wolnych od jądra, Alvarez i Bloch rozwiali wszelkie wątpliwości i niejasności dotyczące tej anomalnej właściwości neutronów.

Nieoczekiwane konsekwencje

Duża wartość momentu magnetycznego protonu i wywnioskowana ujemna wartość momentu magnetycznego neutronu były nieoczekiwane i nie można ich było wyjaśnić. Nieoczekiwane wartości momentów magnetycznych nukleonów pozostawały zagadką do czasu opracowania modelu kwarkowego w latach sześćdziesiątych.

Udoskonalenie i ewolucja pomiarów Rabiego doprowadziły w 1939 roku do odkrycia, że deuteron posiada również elektryczny moment kwadrupolowy . Ta właściwość elektryczna deuteronu zakłócała pomiary przeprowadzone przez grupę Rabi. Odkrycie oznaczało, że fizyczny kształt deuteronu nie był symetryczny, co dostarczyło cennych informacji na temat natury nukleonów siły jądrowe . Rabi otrzymał Nagrodę Nobla w 1944 roku za metodę rezonansową do rejestrowania właściwości magnetycznych jąder atomowych.

Współczynniki żyromagnetyczne nukleonów

Moment magnetyczny nukleonu jest czasami wyrażany jako jego współczynnik $g$ , bezwymiarowy skalar. Konwencja definiująca $g$ dla cząstek złożonych, takich jak neutron czy proton, to:

{\ Displaystyle {\ boldsymbol {\ mu}} = {\ Frac {g \ mu _ {\ tekst {N}}} {\ hbar}} {\ boldsymbol {I}}}

gdzie $μ$ to wewnętrzny moment magnetyczny, $I$ to spinowy moment pędu , a

g

to efektywny współczynnik

g

. Podczas gdy

g

jest bezwymiarowy, dla cząstek kompozytowych jest określany w stosunku do naturalnej jednostki magnetonu jądrowego . Dla neutronu $I$ wynosi 1/2 −3,826

ħ , więc współczynnik

g

neutronu , symbol

g

_n , wynosi 085 45 ( 90 , podczas gdy współczynnik g protonu wynosi

g

_p = 5,585 694 6893 (16) .

Współczynnik żyromagnetyczny , symbol $γ$ , cząstki lub układu to stosunek jej momentu magnetycznego do wirującego momentu pędu, lub

{\ Displaystyle {\ boldsymbol {\ mu}} = \ gamma {\ boldsymbol {I}}.}

W przypadku nukleonów stosunek jest zwykle zapisywany w kategoriach masy i ładunku protonu za pomocą wzoru

{\ Displaystyle \ gamma = {\ Frac {g \ mu _ {\ tekst {N}}} {\ hbar}} = g {\ Frac {e} {2m _ {\ tekst {p}}}}.}

Współczynnik żyromagnetyczny neutronu wynosi $γ$ _n = −1,832 471 71 (43) × 10 ⁸ rad/(s⋅ T ) . Współczynnik żyromagnetyczny protonu wynosi $γ$ _p = 2,675 222 005 (63) × 10 ⁸ rad⋅s ⁻¹ ⋅ T ⁻¹ . Współczynnik żyromagnetyczny jest również stosunkiem między obserwowaną częstotliwością kątową precesji Larmora (w rad / s) i siłę pola magnetycznego w zastosowaniach jądrowego rezonansu magnetycznego, takich jak obrazowanie MRI . Z tego powodu często wartość $γ$ podawana jest w jednostkach MHz / T . Wielkości $γ$ _n /(2 $π$ ) = −29,164 6931 (69) MHz / T i $γ$ _p /(2 $π$ ) = 42,577 4806 (10) MHz⋅ T ⁻¹ , zwane „gamma bar”, są zatem wygodne.

Znaczenie fizyczne

Kierunek precesji Larmora dla neutronu. Środkowa strzałka oznacza pole magnetyczne, mała czerwona strzałka spin neutronu.

Precesja Larmora

Kiedy nukleon jest umieszczony w polu magnetycznym wytwarzanym przez zewnętrzne źródło, działa na niego moment obrotowy zmierzający do ustawienia jego momentu magnetycznego równolegle do pola (w przypadku neutronu jego spin jest przeciwny do pola). Jak w przypadku każdego magnesu, ten moment obrotowy jest proporcjonalny do iloczynu momentu magnetycznego i natężenia zewnętrznego pola magnetycznego. Ponieważ nukleony mają spinowy moment pędu, ten moment obrotowy spowoduje ich precesję z dobrze określoną częstotliwością, zwaną częstotliwością Larmora . To właśnie to zjawisko umożliwia pomiar właściwości jądrowych za pomocą magnetycznego rezonansu jądrowego. Częstotliwość Larmora można wyznaczyć z iloczynu stosunku żyromagnetycznego z natężeniem pola magnetycznego. Ponieważ dla neutronu znak γ _n jest ujemne, spinowy moment pędu neutronu precesuje w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara wokół kierunku zewnętrznego pola magnetycznego.

Protonowy jądrowy rezonans magnetyczny

Jądrowy rezonans magnetyczny wykorzystujący momenty magnetyczne protonów jest wykorzystywany w spektroskopii magnetycznego rezonansu jądrowego (NMR) . Ponieważ jądra wodoru-1 znajdują się w cząsteczkach wielu substancji, NMR może określić strukturę tych cząsteczek.

Wyznaczanie spinu neutronu

Oddziaływanie momentu magnetycznego neutronu z zewnętrznym polem magnetycznym wykorzystano do wyznaczenia spinu neutronu. W 1949 roku D. Hughes i M. Burgy zmierzyli neutrony odbite od zwierciadła ferromagnetycznego i stwierdzili, że rozkład kątowy odbić był zgodny ze spinem 1/2. W 1954 roku J. Sherwood, T. Stephenson i S. Bernstein wykorzystali neutrony w eksperymencie Sterna-Gerlacha który wykorzystywał pole magnetyczne do oddzielania stanów spinowych neutronów. Zarejestrowali dwa takie stany spinowe, zgodne z cząstką o spinie 1/2. Do czasu tych pomiarów nie można było wykluczyć możliwości, że neutron był cząstką o spinie 3/2.

Neutrony używane do badania właściwości materiałów

Ponieważ neutrony są cząstkami neutralnymi, nie muszą pokonywać odpychania kulombowskiego , gdy zbliżają się do naładowanych celów, w przeciwieństwie do protonów i cząstek alfa . Neutrony mogą głęboko penetrować materię. Dlatego moment magnetyczny neutronu został wykorzystany do badania właściwości materii za pomocą rozpraszania lub dyfrakcji . Metody te dostarczają informacji uzupełniających spektroskopię rentgenowską . W szczególności moment magnetyczny neutronu służy do określania właściwości magnetycznych materiałów w skali długości 1–100 Å za pomocą zimnych lub termicznych neutronów. B. Brockhouse i C. Shull zdobyli Nagrodę Nobla w dziedzinie fizyki w 1994 roku za opracowanie tych technik rozpraszania.

Sterowanie wiązkami neutronów za pomocą magnetyzmu

Bez ładunku elektrycznego wiązki neutronów nie mogą być kontrolowane konwencjonalnymi metodami elektromagnetycznymi stosowanymi w akceleratorach cząstek . Moment magnetyczny neutronu umożliwia jednak pewną kontrolę neutronów za pomocą pól magnetycznych, w tym tworzenie spolaryzowanych wiązek neutronów. Jedna technika wykorzystuje fakt, że zimne neutrony odbijają się od niektórych materiałów magnetycznych z dużą wydajnością, gdy są rozproszone pod małymi kątami opasania. Odbicie preferencyjnie wybiera określone stany spinowe, polaryzując w ten sposób neutrony. Wykorzystują to lustra i prowadnice magnetyczne neutronów całkowitego wewnętrznego odbicia w celu kontrolowania wiązek wolnych neutronów.

Jądrowe momenty magnetyczne

Ponieważ jądro atomowe składa się ze stanu związanego protonów i neutronów, momenty magnetyczne nukleonów składają się na jądrowy moment magnetyczny lub moment magnetyczny całego jądra. Jądrowy moment magnetyczny obejmuje również wpływ ruchu orbitalnego naładowanych protonów. Deuteron, składający się z protonu i neutronu, ma najprostszy przykład jądrowego momentu magnetycznego. Suma momentów magnetycznych protonu i neutronu daje 0,879 µ _N , co mieści się w granicach 3% zmierzonej wartości 0,857 µ _N . W tym obliczeniu spiny nukleonów są wyrównane, ale ich momenty magnetyczne są przesunięte z powodu ujemnego momentu magnetycznego neutronu.

Natura momentów magnetycznych nukleonów

Magnetyczny moment dipolowy może być utworzony przez pętlę prądową (u góry; Amperian) lub przez dwa monopole magnetyczne (u dołu; Gilbertian). Momenty magnetyczne nukleonów są amperowskie.

Magnetyczny moment dipolowy może być generowany przez dwa możliwe mechanizmy . Jednym ze sposobów jest mała pętla prądu elektrycznego, zwana dipolem magnetycznym „Ampèrian”. Innym sposobem jest para monopoli magnetycznych o przeciwnych ładunkach magnetycznych, połączonych ze sobą w jakiś sposób, zwanych dipolami magnetycznymi „Gilberta”. Jednak elementarne monopole magnetyczne pozostają hipotetyczne i nieobserwowane. W latach trzydziestych i czterdziestych XX wieku nie było od razu jasne, który z tych dwóch mechanizmów powoduje wewnętrzne momenty magnetyczne nukleonu. W 1930 roku Enrico Fermi wykazał, że momenty magnetyczne jąder (w tym protonu) są amperowskie. Dwa rodzaje momentów magnetycznych doświadczają różnych sił w polu magnetycznym. Na podstawie argumentów Fermiego wykazano, że wewnętrzne momenty magnetyczne cząstek elementarnych, w tym nukleonów, są amperowskie. Argumenty opierają się na podstawowym elektromagnetyzmie, elementarnej mechanice kwantowej i nadsubtelnej strukturze atomowych poziomów energii w stanie s. W przypadku neutronu teoretyczne możliwości zostały rozwiązane przez laboratoryjne pomiary rozpraszania wolnych neutronów z materiałów ferromagnetycznych w 1951 roku.

Anomalne momenty magnetyczne i fizyka mezonów

Anomalne wartości momentów magnetycznych nukleonów stanowiły teoretyczny dylemat przez 30 lat od czasu ich odkrycia na początku lat 30. XX wieku do opracowania modelu kwarków w latach 60. XX wieku. Podjęto znaczne wysiłki teoretyczne, próbując zrozumieć pochodzenie tych momentów magnetycznych, ale niepowodzenia tych teorii były rażące. Wiele uwagi teoretycznego poświęcono opracowaniu równoważności siły jądrowej z niezwykle udaną teorią wyjaśniającą mały anomalny moment magnetyczny elektronu.

Problem pochodzenia momentów magnetycznych nukleonów został rozpoznany już w 1935 roku. GC Wick zasugerował, że momenty magnetyczne mogą być spowodowane kwantowo-mechanicznymi fluktuacjami tych cząstek, zgodnie z teorią rozpadu beta Fermiego z 1934 roku. Zgodnie z tą teorią neutron jest częściowo, regularnie i krótko rozkładany na proton, elektron i neutrino, co jest naturalną konsekwencją rozpadu beta . Zgodnie z tą ideą moment magnetyczny neutronu był spowodowany ulotnym istnieniem dużego momentu magnetycznego elektronu w trakcie tych kwantowo-mechanicznych fluktuacji, wartość momentu magnetycznego określona przez czas, w którym wirtualny elektron znajdował się istniejący. Teoria okazała się jednak nie do utrzymania, kiedy H. Bethe i R. Bacher wykazali, że przewiduje on wartości momentu magnetycznego, które były albo o wiele za małe lub o wiele za duże, w zależności od spekulacyjnych założeń.

Podobne rozważania dotyczące elektronu okazały się znacznie bardziej skuteczne. W elektrodynamice kwantowej (QED) anomalny moment magnetyczny cząstki wynika z niewielkiego udziału fluktuacji mechaniki kwantowej w momencie magnetycznym tej cząstki. Przewiduje się, że współczynnik g dla momentu magnetycznego „Diraca” wyniesie g = −2 dla ujemnie naładowanej cząstki o spinie 1/2. Dla cząstek takich jak elektron , ten „klasyczny” wynik różni się od obserwowanej wartości o około 0,1%; różnica w porównaniu z wartością klasyczną to anomalny moment magnetyczny. współczynnik g dla elektronu wynosi −2,002 319 304 362 56 (35) . QED to teoria mediacji siły elektromagnetycznej przez fotony. Fizyczny obraz jest taki, że skuteczny moment magnetyczny elektronu wynika z wkładu „nagiego” elektronu, którym jest cząstka Diraca, oraz chmury „wirtualnych”, krótkotrwałych par elektron-pozyton i fotonów, które otaczają tę cząstkę w wyniku QED. Efekty tych kwantowo-mechanicznych fluktuacji można obliczyć teoretycznie za pomocą diagramów Feynmana z pętlami.

Korekta jednej pętli do magnetycznego momentu dipolowego fermionu. Linie ciągłe na górze i na dole reprezentują fermion (elektron lub nukleon), linie faliste reprezentują cząstkę pośredniczącą w oddziaływaniu (fotony dla QED, mezony dla siły jądrowej). Środkowe linie ciągłe reprezentują wirtualną parę cząstek (elektron i pozyton dla QED, piony dla siły jądrowej).

Udział jednej pętli w anomalnym momencie magnetycznym elektronu, odpowiadający pierwszemu rzędowi i największej poprawce w QED, znajduje się poprzez obliczenie funkcji wierzchołka pokazanej na diagramie po prawej stronie. Obliczenie zostało odkryte przez J. Schwingera w 1948 r. Obliczone do czwartego rzędu przewidywanie QED dla anomalnego momentu magnetycznego elektronu zgadza się z wartością zmierzoną eksperymentalnie z ponad 10 cyframi znaczącymi, co czyni moment magnetyczny elektronu jednym z najdokładniejszych zweryfikowane przewidywania w historii fizyki .

W porównaniu z elektronem anomalne momenty magnetyczne nukleonów są ogromne. Współczynnik g dla protonu wynosi 5,6, a bezładny neutron, który w ogóle nie powinien mieć momentu magnetycznego, ma współczynnik g równy -3,8. Należy jednak zauważyć, że anomalne momenty magnetyczne nukleonów, to znaczy ich momenty magnetyczne po odjęciu oczekiwanych momentów magnetycznych cząstek Diraca, są z grubsza równe, ale mają przeciwny znak: μ p - _1,00 μ N = ₊ 1,79 μ N _, ale μ _n - 0,00 μ _N = −1,91 μ _N .

Oddziaływanie Yukawa dla nukleonów zostało odkryte w połowie lat trzydziestych XX wieku, a w tej sile jądrowej pośredniczą mezony pionu . Równolegle z teorią dla elektronu postawiono hipotezę, że pętle wyższego rzędu obejmujące nukleony i piony mogą generować anomalne momenty magnetyczne nukleonów. Fizyczny obraz był taki, że efektywny moment magnetyczny neutronu powstał z połączonego wkładu „nagiego” neutronu, który wynosi zero, oraz chmury „wirtualnych” pionów i fotonów, które otaczają tę cząstkę w wyniku oddziaływania jądrowego i elektromagnetycznego. siły. Diagram Feynmana po prawej stronie jest z grubsza diagramem pierwszego rzędu, z rolą wirtualnych cząstek odgrywanych przez piony. Jak zauważył o A. Pais , „między końcem 1948 a połową 1949 roku pojawiło się co najmniej sześć artykułów opisujących obliczenia drugiego rzędu momentów nukleonów”. Teorie te były również, jak zauważył Pais, „klapą” - dawały wyniki, które rażąco nie zgadzały się z obserwacjami. Niemniej jednak przez kilka następnych dziesięcioleci kontynuowano poważne wysiłki w tym kierunku, bez powodzenia. Te teoretyczne podejścia były błędne, ponieważ nukleony są cząstkami złożonymi, a ich momenty magnetyczne wynikają z ich elementarnych składników, kwarków.

Kwarkowy model momentów magnetycznych nukleonów

W modelu kwarkowym hadronów neutron składa się z jednego kwarka górnego (ładunek +2/3 e ) i dwóch kwarków dolnych (ładunek −1/3 e ) , podczas gdy proton składa się z jednego kwarku dolnego (ładunek −1/3 e ) i dwa kwarki górne (ładunek +2/3 e ). Moment magnetyczny nukleonów można modelować jako sumę momentów magnetycznych składowych kwarków, chociaż ten prosty model przeczy złożoności Modelu Standardowego fizyki cząstek elementarnych . Obliczenia zakładają, że kwarki zachowują się jak punktowe cząstki Diraca, z których każda ma swój własny moment magnetyczny, co obliczono za pomocą wyrażenia podobnego do powyższego dla magnetonu jądrowego:

{\ Displaystyle \ mu _ {\ tekst {q}} = {\ Frac {e _ {\ tekst {q}} \ hbar} {2m _ {\ tekst {q}}}} ,}

gdzie zmienne z indeksem q odnoszą się do momentu magnetycznego kwarków, ładunku lub masy. Upraszczając, moment magnetyczny nukleonu można postrzegać jako wynikający z sumy wektorów trzech momentów magnetycznych kwarków plus orbitalnych momentów magnetycznych spowodowanych ruchem trzech naładowanych kwarków w jego obrębie.

W jednym z wczesnych sukcesów Modelu Standardowego (teoria SU(6)), w 1964 roku M. Beg, B. Lee i A. Pais teoretycznie obliczyli stosunek momentów magnetycznych protonu do neutronu na -3/2 , co zgadza się z wartością eksperymentalną z dokładnością do 3%. Zmierzona wartość tego stosunku wynosi −1,459 898 06 (34) . Sprzeczność kwantowo-mechanicznych podstaw tego obliczenia z zasadą wykluczenia Pauliego doprowadziła do odkrycia kolorowego ładunku kwarków przez O. Greenberga w 1964 roku.

Z nierelatywistycznej kwantowo-mechanicznej funkcji falowej dla barionów złożonych z trzech kwarków proste obliczenie daje dość dokładne oszacowania momentów magnetycznych neutronów, protonów i innych barionów. Dla neutronu moment magnetyczny wyraża się wzorem μ _n = 4/3 μ _d - 1/3 μ _u , gdzie μ _d i μ _u są momentami magnetycznymi odpowiednio dla kwarków dolnego i górnego. Wynik ten łączy wewnętrzne momenty magnetyczne kwarków z ich orbitalnymi momentami magnetycznymi i zakłada, że trzy kwarki znajdują się w określonym, dominującym stanie kwantowym.

Barion	Moment magnetyczny modelu kwarkowego	Obliczone ( ${\ Displaystyle \ mu _ {\ tekst {N}}}$ )	obserwowane ( ${\ Displaystyle \ mu _ {\ tekst {N}}}$ )
P	4/3 μ _u - 1/3 μ _d	2,79	2.793
N	4/3 μd - _1/3 μ _u	−1,86	−1,913

Wyniki tych obliczeń są zachęcające, ale przyjęto, że masy kwarków górnych lub dolnych wynoszą 1/3 masy nukleonu. Masy kwarków stanowią w rzeczywistości tylko około 1% masy nukleonu. Rozbieżność wynika ze złożoności Modelu Standardowego nukleonów, gdzie większość ich masy pochodzi z pól gluonowych , cząstek wirtualnych i związanej z nimi energii, które są podstawowymi aspektami oddziaływania silnego . Co więcej, złożony system kwarków i gluonów składających się na nukleon wymaga podejścia relatywistycznego. Momenty magnetyczne nukleonów zostały pomyślnie obliczone na podstawie pierwszych zasad , wymagające znacznych zasobów obliczeniowych.

Zobacz też

Bibliografia

SW Lovesey (1986). Teoria rozpraszania neutronów w materii skondensowanej. Oxford University Press. ISBN 0198520298 .
Donalda H. Perkinsa (1982). Wprowadzenie do fizyki wysokich energii . Reading, Massachusetts: Addison Wesley, ISBN 0-201-05757-3 .
Johna S. Rigdena (1987). Rabi, naukowiec i obywatel. Nowy Jork: Basic Books, Inc., ISBN 0-465-06792-1 .
Siergiej Wonsowski (1975). Magnetyzm cząstek elementarnych. Moskwa: Mir Publishers.

Linki zewnętrzne

Media związane z momentem magnetycznym neutronów w Wikimedia Commons