Аномальный магнитный момент

Полностью этот факт до сих пор не объяснен. Однако некоторые соображения, указывающие на возможность существования магнитного момента у нейтрона и аномального магнитного момента у протона, можно привести. [c.82]

Обработка результатов опытов по изучению рассеяния быстрых электронов на нуклонах позволяет получить две электромагнитные характеристики нуклона распределение электрического заряда и распределение аномального магнитного момента. Эта возможность связана с тем, что, как показывает расчет, рассеяние зарядом и рассеяние магнитным моментом дают различную зависимость эффективного сечения от угла. [c.657]

Общий итог опытов по исследованию структуры нуклонов может быть сформулировав следующим образом. Если электродинамика справедлива на малых расстояниях, то протон нельзя считать точечной частицей. Результаты эксперимента удается согласовать с расчетом только в том случае, если и заряд, и аномальный магнитный момент -протона будут распределены в области со средними квадратичными радиусами. [c.657]

Векторное мезонное облако, т. е. ток, возникающий за счет вращения заряженных я-мезонов вокруг голого нуклона, приводит к появлению у физического нуклона аномального магнитного момента, который должен иметь одинаковую величину и разный знак для протона и нейтрона. [c.658]

Распределение заряда и аномального магнитного момента по объему протона учитывается введением форм-факторов / i и F [c.271]

В-дальнейшем теоретические и экспериментальные значения аномального магнитного момента и лэмбовского сдвига неоднократно уточнялись, но всегда соответствовали друг другу. Приведем современные опытные данные и теоретические значения и [c.341]

Принято считать, что фотоэффект дает наиболее прямое экспериментальное доказательство квантовой природы излучения. Квантовая гипотеза и в самом деле позволяет непринужденно объяснить все основные экспериментальные закономерности фотоэффекта. Но тем не менее следует отметить, что эти закономерности получают исчерпывающее объяснение и в полуклассической теории взаимодействия излучения с веществом, рассматривающей вещество квантово-механически, а излучение — как классическое электромагнитное поле. Это показал Г. Вентцель в 1927 г. С аналогичным положением вещей мы сталкиваемся и в проблеме равновесного излучения. Спектральное распределение энергии (формулу Планка) можно получить, рассматривая нормальные колебания электромагнитного поля в полости как набор квантовых осцилляторов, т. е. как идеальный газ частиц излучения — фотонов (см. 9.3). Но формулу Планка можно получить и иначе, рассматривая излучение как классическое электромагнитное поле и применяя квантовую гипотезу лишь к находящемуся в равновесии с ним веществу (осцилляторам). Именно так и поступал Планк (см. 9.2). Полуклассическая теория взаимодействия света с веществом, не привлекая понятия фотона, дает количественное объяснение большинству наблюдаемых явлений. Квантований электромагнитного поля принципиально необходимо для правильного описания некоторых явлений, включающих его флуктуации спонтанного излучения, лэмбовского сдвига, аномального магнитного момента электрона. [c.459]

Р. п. к магнитному моменту электрона (аномальный магнитный момент электрона). Выражение для магнитного момента электрона с учетом Р. п. 1-го и 2-го порядков имеет вид [c.266]

Строго говоря, в этой формуле множитель 2 надо заменить на 2,00229 в соответствии с аномальным магнитным моментом электрона. Ио формула (1,176) но для всех случаев настолько точна. [c.125]

В резонансном эксперименте постоянное магнитное поле накладывается параллельно вектору начальной поляризации 1-мезона, и переориентация спина 1-мезона радиочастотным полем обнаруживается по изменению скорости счета в данном направлении. Точность этого измерения была достаточной для того, чтобы основное ограничение при оценке аномального магнитного момента 1-мезона было обусловлено недостаточно точным знанием его массы. [c.18]

Мезонные теории ядерных сил строятся по аналогии с квантовой электродинамикой. Как известно, в квантовой электродинамике электромагнитное ноле рассматривается совместно со связанными с ним частицами-фотонами. Оно как бы состоит из фотонов, которые являются его квантами. Энергия поля равна сумме энергий квантов. Фотоны возникают (исчезают) при испускании (поглощении) электромагнитного излучения (например, света). Источником фотонов является электрический заряд. Взаимодействие двух зарядов сводится к испусканию фотона одним зарядом и поглощению его другим. При такой постановке вопроса возможно рассмотрение новых явлений, относящихся к классу взаимодействий излучающих систем с собственным нолем излучения. Этим путем удается, например, объяснить аномальный магнитный момент электрона и мюона (см. 101 104, п. 5), лэмбовский сдвиг уровней в тонкой структуре атома водорода и ряд других тонких эффектов. [c.7]

В нуклоне непрерывно происходят вышеуказанные виртуальные процессы нспусканмя (поглош,ения), и нуклон представляется или в виде N -]- я, или в виде Y + К, или в виде N -1- N + N). Смена этих разных аспектов — образов происходит очень быстро, и их нельзя наблюдать как самостоятельные состояния. По-видимому, эти виртуальные процессы -являются причиной возникновения аномального магнитного момента нуклонов. Напомним, что частица, подчиняющаяся уравнению Дирака, должна иметь спино- [c.368]

Кроме электронов, эффект Комлтона может происходить и на других заряженных (а также на нейтральных, если они обладают магнитным моментом) частицах, например на протоне. Приближенное значение сгкомпт на протоне можно получить, заменив в формуле (23.20)/Ие на гпр (приближенное потому, что протон имеет аномальный магнитный момент). [c.250]

Как известно, основными уравнениями классической электродинамики являются уравнения Максвелла, которые дают правильное описание макроскопической картины электромагнитных процессов. Более тонкая микроскопическая картина была получена в квантовой электродинампке, в которой электромагнитное поле было проквантовано. В квантовой электродинамике электромагнитное поле рассматривается совместно со связанными с ним частицами — фотонами. Фотоны являются квантами электромагнитного поля и возникают (исчезают) при испускании (поглощении) света. При такой постановке вопроса становятся возможными новые явления, относящиеся к классу взаимодействий излучающих систем с полем излучения. Этим путем удается, например, объяснить аномальный магнитный момент электрона и лэмбовский сдвиг уровней в тонкой структуре атома водорода. [c.548]

Протон и нейтрон, так же как и электрон, являются ферми-евскими частицами (их спин 1/2), о в отличие от электрона они имеют аномальный магнитный момент. В связи с этим теория Дирака в ее первоначальном виде не может быть применена для описания свойств нуклона. Однако основной результат теории Дирака — получение решения для зарядовосопряженных частиц—сохраняется в теориях, построенных для описания других элементарных частиц. Соответствующая теория, развитая для нуклонов, цредсказывает существование частицы, зарядовосопряженной протону, т. е. имеющей массу, спин и время жизни протона (столь же стабильной, как и протон), отрицательный электрический заряд и равный по величине, но противоположный по направлению магнитный момент. Эта частица называется антипротоном р. [c.621]

Из-за большой погрешности результатов в области максимально доступных q было сделано предположение (оказавшееся ошибочным), что кривые F(q) при больших q выходят на плато. Такое поведение кривых естественно было интерпретировать как своеобразное возрождение точечности нуклона вблизи от его центра. Так появилась очень популярная в свое время модель нуклона с центральным положительно заряженным ядром (керном) радиусом 0,2 ми и двумя облаками распределенных зарядов векторным с радиусом - 0,8 ферма и скалярным с радиусом 1,5 ферма (рис. 167). Керн и скалярное облако отвечают за заряд, равный +0,5 в, а векторное облако—за заряд 0,5 е (плюс для протона, минус для нейтрона). Модель дает правильные значения средних квадратичных радиусов, полных зарядов и аномальных магнитных моментов ну клонов и обладает изотопической инвариантностью. Заключение о наличии в нуклоне керна удачно согласуется с установленным из других данных отталкивательным характером ядерных сил на очень малых расстояниях. Тем не менее эта модель оказалась неверной. [c.273]

G практнч. точки зрения вычисления по теории возмущений уже давно зарекомендовали себя в КОД (напр., степень соответствия теории эксперименту для аномального магнитного момента электрона Ар, составляет где — магнетон Бора). В теории электрос 1абого взаимодействия такие расчёты также оказались обладающими замечательной предсказат. силой напр., были правильно предсказаны массы [c.307]

Предсказательная сила КЭД может быть проиллюстрирована па примере вычисления радиац. поправок к аномальному магнитному моменту электрона. Общее выраженпе для магн. момента записывается в виде [c.319]

Полученное значение согласуется с предсказаниями квантовой электродинамики и указывает, что размер М. меньше Ю" см (см. Аномальный магнитный момент). Поиск аномальных взаимодействий М. активно проводился в связи с теоретич. попытками объяснить за счёт таких взаимодействий большое различие масс М. и электрона при универсальности их слабых и эл.-магп. взаимодействий (т. и. проблема ц—е-универ-сальности). После открытия новых поколений фермионов (т-вептона и тяжёлых кварков) указанная проблема переросла в общую проблему поиска механизма, обусловливающего возникновение масс лептонов и кварков. [c.231]

Вычисление вершинной диаграммы позволяет изучить ещё одну важную Р. п.— аномальный магнитный момент, Если пргшять магн.. момент фермиона со спином Vj, вытекающий из теории Дирака, за единицу, то однопетлевая Р. п. равна сс/2п, где а яи 1/137 — постоянная тонкой структуры, константа связи КЭД. Эта поправка была вычислена впервые Дж. Швингером в 1948, а затем Р. Фейнманом в 1949 с помощью диаграммной техники. Обычно говорят не о самом магн. моменте, а о гиромагнитном отнотенин g, определяемом как коэф. пропорциональности между магн. моментом п и спином S, р. = g(e/2m )S, где е, т — заряд и масса Эрмиона. В теории Дирака g = 2 и Р. п. описываются величиной (g — 2). Теоретич. расчёт позволяет, учесть поправки порядка а. При этом получаются разные значения для электрона н мюона, что связано с зависимостью результата от массы фермиона. Теоретич, результат для электрона [c.205]

Di. часть эл.-.магн. взаимодействия нуклонов составляет кулоновское отталкивание между протонами. На больших расстояниях оно определяется только зарядами протонов. СВ приводит к тому, что электрич. заряд протона не является точечным, а распределён на расстояниях < 1 Фм (среднеквадратичный радиус протона равен яаО,8 Фм см. Размер элементарной частицы). Электрич. взаимодействие на малых расстояниях зависит и от распределения заряда внутри протона. Это распределение совр. теория СВ не может надёжно рассчитать, но оно достаточно хорошо известно из эксперим. данных по рассеянию электронов на протонах. Нейтроны в целом электронейтраль-ны, но из-за СВ распределение заряда внутри нейтрона также существует, что приводит к электрич. взаимодействию между двумя нейтронами и между нейтроном и протоном. Магн. взаимодействие между нейтронами такого же порядка, что и между протонами, из-за большой величины аномального магнитного момента, обусловленного СВ, Менее ясна ситуация со слабым взаимодействием нуклонов. Хотя гамильтониан слабого взаимодействия известен хорошо, СВ приводит к перенормировке соответствующих констант взаимодействия (аналог аномального магн. момента) и возникновению формфакторов. Как и в случае эл.-магн. взаимодействия, эффекты слабого взаимодействия не могут быть достоверно рассчитаны, но в этом случае они не известны и экспериментально. Имеющиеся данные о величине эффектов несохранения чётности в 2-нуклонной системе позволяют установить интенсивность этого взаимодействия, но не его структуру. Существует неск, альтернативных моделей слабого взаимодействия нуклонов, к-рые одинаково хорошо описывают 2-нуклонные эксперименты, но приводят к разл. следствиям для атомных ядер. [c.671]

Квантовополевые методы теории многих тел. Успехи радиоспектроскопии в первые послевоенные годы привели к экспериментальному обнаружению радиационных эффектов (эффектов высшего порядка по взаимодействию электронов и фотонов) в квантовой электродинамике — сдвига атомных уровней Лэмба и аномального магнитного момента электрона. В те же годы начали вступать в строй первые ускорители, способные рождать элементарные частицы (пионы и др.). [c.174]

Ловушка Пеннинга является уникальным экспериментальным прибором [177, 178]. Локализация электрона в ловушке в течение нескольких суток позволила провести эксперимент по сверхточному определению аномального магнитного момента электрона [179]. Параметры ловушки К = = 0,335 см, = 9,2 В, В = 18,3 кГс. В этом случае о 1 О -- ш /20, 6 2 о /20 числовые значения соответственно равны [c.271]

Эксперименты с М. п., в особенности проведенные методами магнитного и электрич. резонанса (см. Раби метод), дают обширную информацию о свойствах молекул, атомов и ядер. Из этих экспериментов были получены сведения о спинах ядер, магнитных и электрич. моментах атомов и молекул, о взаимодействиях ядер в свободных молеку,лах и др. В частности, методом атомных и М. п. были исследованы лэмбовский радиационный сдвиг метастабн,льного уровня атома водорода и аномальный магнитный момент электрона. В оптике применение узконаправленных М. п. в качестве источников света позволяет практически исключить доплеровское уширение спектральных линий. Это достигается наблюдением испускаемого оптич.спектра в перпендикулярном направлении к движению М. Н. В спектроскопии М. п. позволили исследовать сверхтонкую структуру спектров, обусловленную такими эффектами, как электрическое квадрупольное и магнитное октупольное взаимодействия ядра с поле.м ато.мов или молекул, и ряд др. тонких взаимодействий. [c.288]

Широко обсунедались идеи, согласно к-рым аномальные магнитные моменты нуклонов, разница в массах рип или я- и я° объясияются электромагнитной структурой этих частиц. Однако убедительной теории этих эффектов не существует имеются лишь качественные оценки, демонстрирующие разумность этих идей. [c.624]

Распространение понятий поляризуемости на элементарные частицы связано с трудностями, вызванными необходимостью релятивистского рассмотрения. Коэфф. электрической и магнитной поляризуемостей частицы в этом случае можно ввести, исходя из общей формы амплитуды рассеяния фотона на частице со спином О или 1/а, записанной с учетом всех требований релятивистской и градиентной инвариантпости. Эта амплитуда разлагается в ряд по частоте налетающего фотона (U в точке ш = 0. Если в таком разлон е-нии ограничиться членами, квадратичными по частоте, то для описания амплитуды рассеяния потребуется четыре или пять скалярных параметров для частиц со спином О и 1/2 соответственно. Три из них имеют смысл электрич. заряда е, массы т и аномального магнитного момента X частицы. Два других (а и Р) представляют так [c.164]

Смотреть страницы где упоминается термин Аномальный магнитный момент : [c.368] [c.392] [c.216] [c.272] [c.272] [c.37] [c.91] [c.635] [c.564] [c.95] [c.16] [c.464] [c.448] [c.624] [c.88] [c.229] [c.229] [c.266] [c.525] [c.554] [c.735] [c.752]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...