Mágneses monopólus

Mágneses monopólus
Részt vesz az interakciókban	Gravitációs [1] , elektromágneses
Állapot	Hipotetikus
Kiről vagy miről nevezték el	Nem nulla mágneses töltés - egy radiális mágneses mező pontforrása
kvantumszámok

Mágneses monopólus - hipotetikus elemi részecske nullától eltérő mágneses töltéssel - radiális mágneses mező pontforrása . A mágneses töltés a statikus mágneses tér forrása, ugyanúgy, ahogy az elektromos töltés a statikus elektromos tér forrása .

A mágneses monopólus egy hosszú és vékony állandó mágnes egyetlen pólusának tekinthető . Azonban minden ismert mágnesnek mindig két pólusa van, vagyis ez egy dipólus . Ha egy mágnest két részre vág, akkor is mindkét résznek két pólusa lesz. Minden ismert elemi részecske , amely elektromágneses mezővel rendelkezik, mágneses dipólus.

Történelem

A fizika , mint tapasztalaton alapuló tudomány megteremtésével kialakult az a vélemény, hogy a testek elektromos és mágneses tulajdonságai jelentősen eltérnek egymástól. Ezt a véleményt William Gilbert egyértelműen kifejezte 1600 - ban . Az elektromos töltések és mágneses töltések vonzási és taszítási törvényeinek, a mágnesek pólusainak Charles Coulomb által megállapított azonossága ismét felvetette az elektromos és mágneses erők hasonlóságának kérdését, de a 18. század végére kiderült. hogy laboratóriumi körülmények között nem lehetett nullától eltérő teljes mágneses töltésű testet létrehozni. A "mágnesesen töltött anyag" fogalmát hosszú időre száműzték a fizikából Ampère 1820 - as munkája után , amelyben bebizonyosodott, hogy egy elektromos árammal működő áramkör ugyanazt a mágneses teret hozza létre, mint a mágneses dipólus.

1894-ben Pierre Curie egy rövid megjegyzésében [2] kijelentette, hogy a mágneses töltések beépítése a Maxwell-egyenletekbe természetes, és csak szimmetrikusabbá teszi azokat.

A Maxwell-egyenletek szimmetriája

A Maxwell által megfogalmazott klasszikus elektrodinamika egyenletek az elektromos és mágneses tereket a töltött részecskék mozgásával kapcsolják össze. Ezek az egyenletek közel szimmetrikusak az elektromosság és a mágnesesség tekintetében. Teljesen szimmetrikussá tehetők, ha az elektromos töltésen és áramon kívül valamilyen mágneses töltést (mágneses töltéssűrűség ) és mágneses áramot (mágneses áramsűrűség ) is bevezetünk: $q_{\mathrm {e} }$ $q_{\mathrm {m} }$ ${\displaystyle \rho _{\mathrm {m} ))$ ${\displaystyle \mathbf {j} _{\mathrm {m} ))$

Maxwell-egyenletek és a Lorentz-erő mágneses monopólusokkal: Gauss-egységek

Név	Mágneses monopólusok nélkül	Mágneses monopólusokkal
Gauss-tétel	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} =4\pi \rho _{\mathrm {e} ))$
Gauss mágneses törvénye	$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =4\pi \rho _{\mathrm {m} ))$
Faraday indukciós törvénye	$-\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}$	$-\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{\mathrm {m} }$
Ampère -törvény ( előfeszítő árammal )	$\nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {4\pi } {c}}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }$
Lorentz erő [3]	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \jobbra)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \jobbra) +q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {E} \jobbra)$

Maxwell-egyenletek és a Lorentz-erő mágneses monopólusokkal: SI-egységek

Név	Mágneses monopólusok nélkül	Mágneses monopólusokkal (Weber-egyezmény)	Mágneses monopólusokkal (ampermérő konvenció)
Gauss tétele :	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{\mathrm {e} }}{\varepsilon _{0))))$
Gauss mágneses törvénye	$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\rho _{\mathrm {m} ))$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\rho _{\mathrm {m} ))$
Faraday indukciós törvénye :	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t))$	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}-\mathbf {j} _{\mathrm {m} }$	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t))-\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {m } }$
Amper -törvény ( előfeszítő árammal ):	$\nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+\mu _{ 0}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }$
Lorentz erő	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$ $+{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E } }{c^{2}}}\jobbra)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$ $+q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2))}\jobbra)$

Ebben az esetben a mágneses monopólusokkal módosított egyenletek klasszikus egyenletekké alakulnak, ha és helyettesítésre kerülnek , vagyis ha a tér vizsgált tartományában nincsenek mágneses töltések. Így lehetséges egy Maxwell-egyenletrendszer létrehozása, figyelembe véve a mágneses töltések létezését, míg a klasszikus egyenletek egyszerűen azt tükrözik, hogy általában nem figyelnek meg mágneses töltéseket. $\rho _{\mathrm {m} }=0$ $\mathbf {j} _{\mathrm {m} }=0$

Ha léteznek mágneses töltések, akkor a mágneses áramok jelenléte jelentős korrekciókat eredményez a Maxwell-egyenletekben , ami makroszkopikus skálákon is megfigyelhető.

A Maxwell-egyenletek új formájában nehézségekbe ütközik a vektorpotenciál használatával történő matematikai leírás. Mind mágneses, mind elektromos töltések jelenlétében az elektromágneses mező nem írható le olyan vektorpotenciál segítségével, amely az egész térben folytonos. Ezért mágneses töltések jelenlétében a töltött részecskék mozgásegyenletei nem a legkisebb hatás variációs elvéből származnak . A klasszikus elektrodinamikában ez nem vezet alapvető nehézségekhez (bár az elméletet némileg kevésbé szépíti), de a kvantumdinamika nem fogalmazható meg a hamiltoni vagy lagrangi formalizmus keretein kívül. $\mathbf{A}_\mu$ $(\mu=0,\;1,\;2,\;3)$

Dirac monopólus

Paul Dirac felvetette egy mágneses töltésű részecske létezését, és arra a nem triviális következtetésre jutott, hogy a javasolt monopólus mágneses töltése nem lehet tetszőleges értékű, hanem egyenlőnek kell lennie egy bizonyos mértékű mágnesesség egész számú többszörösével. [négy]

A mágneses teret adó vektorpotenciál meghatározásának problémája matematikailag egyenértékű a mágneses teret létrehozó áramrendszer meghatározásával . A mágneses mező állandó fluxusát kibocsátó pontból minden irányban egyenletes sűrűségű állandó áramnak kell folynia. Fenntartásához egy vezető szálon keresztül áramot kell vezetni ebbe a pontba, amely egyenlő az ebből a pontból kiáramló árammal minden irányban, és ennek az áramnak az erőssége egyenlő a mágneses töltéssel . [5] Mivel egy ilyen szál elhelyezkedése teljesen tetszőleges, a vektorpotenciálok különbsége megegyezik azzal a mágneses térrel, amelyet az egyik szál mentén a pontba áramló, a másik szálon átfolyó áram hoz létre. Az ilyen mágneses teret többértékű potenciálként ábrázolhatjuk, amelynek értéke a tér minden pontjában a menethez tartozó áramkör minden egyes megkerülésével változik az áram nagyságának szorzatával . A kvantummechanikából ismert, hogy az a hullámfüggvény , amely egy töltéssel rendelkező részecskét jellemez, amikor változóban van . A kontúr áthaladásakor . De a kontúr megkerülésekor a hullámfüggvénynek nem szabad megváltoznia, ezért . Egy komplex szám akkor egyenlő eggyel, ha , ahol egy tetszőleges egész szám. Ezért: , ahol egy egész szám. Így a részecske mágneses töltésének az elemi mágneses töltés többszörösének kell lennie , ahol az elemi elektromos töltés . [6] $A$ $H$ $j'$ $H'$ $g$ $4\pi$ $\psi$ $e$ $A\to A+\operatorname {grad} f$ $\psi \to \psi \exp \left({\frac {ie}{\hbar c}}f\right)$ $f=4\pi g$ $\exp \left({\frac {ie}{\hbar c}}4\pi g\right)=1$ $\exp(2\pi in)$ $n$ ${\frac {ie}{\hbar c))4\pi g=2\pi in$ $n$ $g$ $g_{0}={\frac {\hbar c}{2e))$ $e$

Figyelemre méltó a fordított állítás: a mágneses töltés létezése csak akkor mond ellent a standard kvantummechanikának, ha minden részecske elektromos töltése kvantált. (Így legalább egy bizonyos töltésű mágneses monopólus létezése a természetben megmagyarázná a részecskék elektromos töltéseinek kísérletileg megfigyelt sokaságát az értékkel ; a mágneses töltést is szükségszerűen kvantálni kellene.) $e$

A Dirac kvantálási feltételt két részecske kölcsönhatására általánosítják, amelyek mindegyikének van elektromos és mágneses töltése (az ilyen részecskéket dionoknak nevezzük ).

{\frac {e_{1}g_{2}-e_{2}g_{1}}{2\pi \hbar c}}=n.

(A használt mértékegységek rendszerében azonos méretűek, és a töltést a reláció rögzíti .) $e$ $g$ $e$ $e^{2}/(4\pi \hbar c)=1/137$

A nemrelativisztikus közelítésben az 1. dyonra ható erő a 2. dyonból származó koordinátákkal és sebességgel , az origóban rögzített $r$ $v$

F={\frac {(e_{1}e_{2}+g_{1}g_{2})\mathbf {r} +(e_{1}g_{2}-e_{2}g_{ 1}){\dfrac {[\mathbf {vr} ]}{c}}}{4\pi r^{3}}}.

Vegye figyelembe, hogy a képletben szereplő töltéskombinációk invariánsak a kettős transzformáció során .

A Hooft-Polyakov modell

1974-ben Alexander Polyakov és Gerard Hoft egymástól függetlenül felfedezte [7] , hogy a mágneses monopólus létezése nem csak lehetséges, hanem kötelező is a térelméletek egy bizonyos osztályában. A nagy egyesített modellekben , amelyek a töltött részecskék hullámfüggvényeinek fázistranszformációja alatti szimmetriát egy tágabb, nem Abel-féle mérőszimmetria szerves részének tekintik, az elektromágneses mezőt nagy tömegű töltött mérőmezők multiplettjéhez társítják (ezek a tömegek). spontán szimmetriatörésből erednek ). Egyes mérőszimmetria-csoportok esetében vannak olyan stabil térkonfigurációk , amelyek egy adott méretű régióban lokalizálódnak, és gömbszimmetrikus mágneses teret hoznak létre ezen a területen kívül. Az ilyen konfigurációk megléte a szelvénycsoport topológiai tulajdonságaitól függ, pontosabban attól, hogy a spontán törés után megőrzött szimmetria részcsoport hogyan épül be abba. E mágneses monopólusok stabilitását a középponttól nagy távolságra lévő mezők speciális viselkedése határozza meg. A mágneses monopólus tömege kiszámítható, az adott térmodelltől függ, de minden esetben nagynak kell lennie (a modellek széles osztályára vonatkozó becslések szerint ). Ezek a mágneses monopólusok a forró univerzumban születhetnek meg röviddel az ősrobbanás után , egy fázisátalakulás során, amely a spontán szimmetriatöréshez és a nullától eltérő egyenletes skaláris mezők vákuumban történő megjelenéséhez kapcsolódik. A keletkezett mágneses monopólusok számát az Univerzum korai stádiumában zajló fejlődési folyamata határozza meg, ezért ezek jelenkori hiánya alapján megítélhető ez a folyamat. Az egyik magyarázatot arra, hogy nem fedezték fel az ereklye mágneses monopólusokat, a táguló Univerzum (infláció) elmélete adja. A Hooft-Polyakov mágneses monopólusoknak van néhány szokatlan tulajdonsága, amelyek megkönnyítik az észlelésüket. Különösen a mágneses monopólussal való kölcsönhatás serkentheti a nukleon egyes nagy egyesülési modelljei által megjósolt bomlását [8] , azaz katalizátorként működhet az ilyen bomlásban. $x$ $x$ $l<\hbar /(M_{X}c)$ $M_m$ $M_{m}\gg M_{X}$ ${\displaystyle M_{m}\sim 10^{16}~{\frac {\text{GeV}}{c^{2))))$

Alapvető fizikai tulajdonságok

Egy mágneses monopólus töltése

A mágneses monopólus töltésének mérete egybeesik a CGS rendszerben lévő elektromos töltés méretével :

g_{D}={\frac {c\hbar }{2e))={\frac {e}{2\alpha _{E))}\kb. 137e/2,

ahol a fény sebessége vákuumban, a Dirac-állandó és az elemi töltés . $c$ $\hbar$ $e$

Az SI rendszerben a mágneses és az elektromos töltések mérete eltérő ( Weber konvenciója[ tiszta ] ):

g_{D}={\frac {h}{e)),

hol van Planck állandója . $h$

Ampermérő egyezmény[ pontosítás ] ( SI ):

g_{D}={\frac {hc^{2}}{\varepsilon _{0}}}.

Monopólus csatolási állandó

Ismeretes, hogy az elektromos töltéseknek meglehetősen kicsi a csatolási állandója (az úgynevezett finomszerkezeti állandó ). A GHS rendszerben a következő jelentéssel bír:

\alpha_E = \frac{e^2}{c\hbar} \kb. 1/137. \

Az SI-ben van egy bonyolultabb kifejezés:

\alpha _{E}={\frac {e^{2}}{2hc\varepsilon _{0}}}\kb. 1/137,\

hol van az elektromos állandó . $\varepszilon_{0}$

Hasonlóképpen bevezethető a mágneses csatolási állandó a CGS rendszerhez:

\beta_E = \frac{g_D^2}{c\hbar} = \frac{1}{4\alpha_E} = 34{,}25. \

SI esetén a kifejezés a következő:

- weber egyezmény:

\beta _{E}={\frac {g_{D}^{2}}{2hc\mu _{0}}}={\frac {1}{4\alpha _{E}}} =34{,}25,\

- ampermérő konvenció:

\beta _{E}={\frac {g_{D}^{2}\mu _{0}}{2hc}}={\frac {1}{4\alpha _{E}}} =34{,}25,\

hol van a vákuum mágneses állandója . Itt meg kell jegyezni, hogy a mágneses állandó sokkal nagyobb, mint az egység, ezért a kvantumelektrodinamikai perturbatív módszerek alkalmazása a mágneses töltéseknél nem lehetséges. $\mu_0$

Monopólus tömeg

Dirac elmélete nem jósolja meg a "mágneses monopólus tömegét". Ezért jelenleg nincs konszenzus a monopólus tömegének becslésében (a kísérlet csak az alsó határt jelzi). Itt azt is meg lehet jegyezni, hogy az elektrontömeg értéke pusztán kísérleti tény, és a Standard Modell nem jelzi előre .

Egy monopólus tömegének alsó korlátja

A monopólus tömegének kisebb becslése a klasszikus elektronsugár (SI rendszer) alapján becsülhető meg:

r_{0}={\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}m_{0}c^{2}}}={\frac {\alpha _{E} \lambda _{0}}{2\pi }},\

ahol az elektron Compton hullámhossza, az elektron tömege. $\lambda_0$ $m_0$

Hasonlóképpen megadhatja a mágneses monopólus klasszikus sugarának értékét (SI-rendszer (Weber-egyezmény)):

r_{D0}={\frac {g_{D}^{2}}{4\pi \mu _{0}m_{D}c^{2}}},\

hol van a monopólus tömege. Így a klasszikus sugarak egyenlítésével egy alsó korlátot kaphatunk a monopólus tömegére: $m_D$

m_{D}=\left({\frac {g_{D}}{e}}\right)^{2}{\frac {\varepsilon _{0}}{\mu _{0}} }m_{0}={\frac {1}{4\alpha _{E}}}m_{0}\kb. 4692 m_{0}.\

Kísérletek monopólust találni

A mágneses monopólus kísérleti kimutatására tett ismételt kísérletek sikertelenek voltak. Az 1980-as évek eleje óta különösen intenzív kutatások folytak kozmikus eredetű mágneses monopólus után. A kísérletek több csoportra oszthatók.

A mágneses monopólus közvetlenül észlelhető a hozzá tartozó mágneses fluxusból . A mágneses töltés áthaladása egy szupravezető áramkörön a fluxust -ra változtatja , ahol egy mágneses fluxuskvantum , az elektromágneses indukció jelensége pedig áramugráshoz vezet az áramkörben, amely szupravezető kvantuminterferométerrel mérhető (a úgynevezett " SQUID " - SQUID , angol szupravezető kvantum interferencia detektor ). Az elméleti becslések szerint a monopólusok sűrűsége olyan alacsony, hogy évente egy monopólus repül át egy eszközön: átlagosan egy monopólus 10 29 nukleonra esik . Bár biztató eseményeket is rögzítettek, különösen az 1982. február 14-én éjszakai Blas Cabrera eseményt [9] (amit néha tréfásan " Valentin-napi monopólusnak " neveznek), ezeket a kísérleteket nem sikerült megismételni, és a létező monopólusok nincs megállapítva. $ng_0$ $2\pi\Phi_0$ ${\displaystyle \Phi _{0}\sim 2\cdot 10^{-3}\,Gm^{2))$
Egy nehéz mágneses monopólusnak nagy áthatolóerővel kell rendelkeznie, és erős ionizációt kell létrehoznia útközben . Ezért a mágneses monopólusok felkutatására földalatti detektorokat használtak, amelyeket a kozmikus neutrínófluxusok tanulmányozására és a protonbomlás keresésére építettek . Annak a valószínűsége, hogy egy elhaladó monopólus fotont hoz létre a detektorban, a tömegének csökkenő függvénye. A Tevatronnál végzett közelmúltbeli kísérletek [10] kimutatták, hogy 600 és 900 GeV -nál kisebb tömegű spin - függő monopólusok nem léteznek, míg tömegük felső határa 10 17 GeV.
Szintén kutatásokat végeztek a földi és földönkívüli eredetű mágneses ércekben ( meteoritok , Hold ) befogott mágneses monopólusok után [11] , valamint az általuk az ősi földi kőzetekben található csillámban hagyott nyomok után. Kísérleteket végeztek a mágneses monopólusok keletkezési folyamatainak kimutatására nagyenergiájú részecskék gyorsítóknál történő ütközésekor is, azonban az ilyen mágneses monopólusok tömegét természetesen korlátozza a modern gyorsítókban elérhető energia. A mágneses monopólusok lehetséges számát a világűrben a legerősebben a galaktikus mágneses terek jelenlétével kapcsolatos megfontolások korlátozzák, mivel ezekben a mezőkben a monopólusok felgyorsulnának, ezáltal energiát vonnának el forrásaiktól, ami a mágneses tér gyengüléséhez vezetne. a mezőket idővel. Ennek a korlátnak a számszerű becslése számos feltevéstől függ, de a kozmikus mágneses monopólusok fluxusa egységnyi térszögben alig haladhatja meg a 10 -12 m -2 sr -1 értéket .

2012 szeptembere és decembere között 8 TeV ütközési energián és 0,75 mrd - 1 fényerő mellett került sor a Large Hadron Collider MoEDAL detektorának első teljes körű működésére . A mágneses monopólusok keresésének eredménye negatív, de a (mágneses) töltés és tömeg nagyságától függően (és a 100 GeV-től 3,5 TeV-ig terjedő tartományban pásztázták) a keresztmetszet több tíz femtobarntól a femtobarnig terjed . több tíz pikobarn [12] .

2015-ben a MoEDAL Nagy Hadronütköztető detektora mágneses monopólusokat keresett 13 TeV ütközési energiánál. 6 TeV-ig terjedő tömegű és 5 Dirac-egységig terjedő mágneses töltésű mágneses monopólusok nyomát nem találtuk, létezésük kérdése nyitva maradt [13] .

Mágneses "kvázimonopólusok"

A kondenzált anyag fizikájának egyes rendszereiben előfordulhatnak mágneses monopólusra emlékeztető struktúrák - mágneses fluxuscsövek ( angolul fluxus tubes ). A mágnescső végei mágneses dipólust alkotnak, de mivel mozgásuk független, sok esetben megközelítőleg független monopólus kvázi részecskéknek tekinthetők.

2009 szeptemberében több független kutatócsoport egyszerre jelentette be, hogy egy szilárd testben ( diszprózium-titanát Dy 2 Ti 2 O 7 forgójég ) olyan kvázirészecskéket fedeztek fel, amelyek mágneses monopólusokat imitálnak (vagyis a kristályt jelentősen meghaladó távolságban monopólusoknak tűnnek). rácsállandó) [14 ] . Egyes médiában és népszerű tudományos publikációkban ezt a megfigyelést a mágneses monopólusok felfedezéseként mutatták be [15] [16] .

Ezek a jelenségek azonban nem kapcsolódnak egymáshoz [17] , és a Physics World [18] című folyóiratban megjelent jelentése szerint a "pörgőjégben" található mágneses monopólusok eredetükben különböznek a Dirac elmélete által megjósolt alapvető monopólusoktól.

A felfedezett "monopólusok" kvázi részecskék (az egyik ilyen kvázirészecskébe belépő mágneses erővonalak zárva maradnak, és egy vékony "zsinóron" haladnak át, amely két ilyen kvázirészecskét köt össze, amelyek ebben az értelemben nem jelentenek elszigetelt mágneses töltést), és nem elemi részecskék , így ez a felfedezés nem forradalmasította az elemi részecskefizikát . Mindazonáltal a „kvázi-monopólusok” önmagukban is érdekesek, és intenzív kutatás tárgyát képezik. Elméletileg ilyen képződmények nem csak forgójégben, hanem Bose-Einstein kondenzátumban is létezhetnek . Egy bostoni tudóscsoport fedezte fel őket. Számítógépen szimulálták a Bose gázatomok nagyon hideg felhőjét. Örvényt hoztak létre belőle, és megkapták azt, ami nagyon hasonlít Dirac monopólusára, de nem az. Aztán egy kísérletben ilyen örvényt tudtak létrehozni [19] . 2014 januárjában az USA és Finnország tudósainak sikerült létrehozniuk és lefényképezni az azonos típusú "mágneses monopólust" [20] .

Lásd még

Monopólus Wu-Yanga
Dirac kvantálás

Jegyzetek

↑ A csodálatos világ az atommagban. Kérdések az előadás után Archiválva : 2015. július 15., a Wayback Machine , FIAN, 2007. szeptember 11.
↑ Pierre Curie. Sur la possibilité d'existence de la conductibilité magnétique et du magnétisme libre (francia) // Séances de la Société Française de Physique. - Párizs, 1894. - P. 76-77 .
↑ Rindler, Wolfgang (1989. november). "Relativitáselmélet és elektromágnesesség: A mágneses monopólusra ható erő". American Journal of Physics . 57 (11): 993-994. Bibcode : 1989AmJPh..57..993R . DOI : 10,1119/1,15782 .
↑ Fermi, 1952 , p. 115.
↑ Fermi, 1952 , p. 117.
↑ Fermi, 1952 , p. 118.
↑ Polyakov A. M. A részecskék spektruma a kvantumtérelméletben . - M., Levelek ZhETF-hez, 1974, 20. v., c. 6. o. 430-433.
↑ Curtis G. Callan, Jr. Dyon-fermion dynamics (angol) // Phys. Fordulat. D : napló. - 1982. - 1. évf. 26 , sz. 8 . - P. 2058-2068 . - doi : 10.1103/PhysRevD.26.2058 .
↑ Blas Cabrera. Mozgó mágneses monopólusok szupravezető detektorának első eredményei // Phys . Fordulat. Lett. : folyóirat. - 1982. - 1. évf. 48 , sz. 20 . - P. 1378-1381 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.48.1378 .
↑ XVI. Találkozó a töltött részecskegyorsítókkal kapcsolatban archiválva : 2009. szeptember 13., a Wayback Machine Institute for High Energy Physics-ben.
↑ Strazsev, Tomilcsik.
↑ Megjelent a MoEDAL kísérlet első eredményei . Letöltve: 2017. február 19. Az eredetiből archiválva : 2017. február 20.. (határozatlan)
↑ A mágneses monopólusok még 13 TeV-en sem láthatók Archivált 2017. február 19. at the Wayback Machine .
↑ A Mágneses Monopólus megteszi az első lépéseket Archiválva : 2017. május 20. a Wayback Machine -nál .
↑ A mágneses monopólusok létezését kísérletileg igazolták . Archiválva : 2011. február 19. a Wayback Machine -nél . Kényszeres.
↑ Mágneses monopólus jelent meg a tudósoknak a forgójégben Archiválva : 2017. január 4. a Wayback Machine -nél . Membrana.ru.
↑ Mágneses monopólusokat észleltek a forgó jégben Archiválva : 2019. július 19., a Wayback Machine , 2009. szeptember 3. "Oleg Csernisev, a Johns Hopkins Egyetem kutatója hangsúlyozza, hogy ez az elmélet és kísérletek kifejezetten a forgó jégre vonatkoznak, és nem valószínű, hogy fényt derítenek rá a Dirac által megjósolt mágneses monopólusok.
↑ Mágneses monopólusok a forgó jégben Archiválva : 2019. július 19. a Wayback Machine -nél . physicsworld.com.
↑ A kvantumfelhő mágneses monopólust szimulál Archiválva : 2014. január 31. a Wayback Machine -nél . természeti hírek.
↑ A tudósok egy pólusú mágnest hoznak létre. Archiválva : 2014. február 1., a Wayback Machine -nél .

Irodalom

Dirac monopólusa // Cikkgyűjtemény, angol nyelvű fordítás, B. M. Bolotovsky és Yu. D. Usachev, M., 1970.
Strazhev V. I., Tomilchik L. M. Elektrodinamika mágneses töltéssel. - Minszk, 1975.
Coleman S. A mágneses monopólus ötven évvel később . - per. angolról. – Uspekhi fizicheskikh nauk , 1984, 144. v. , p. 277.
Devons S. A mágneses monopólus keresése . – Uspekhi fizicheskikh nauk , 1965, 85. v., 1. sz. 4. o. 755-760 (B. M. Bolotovsky kiegészítése, uo., 761-762. o.).
Schwinger Yu. Az anyag mágneses modellje . – Uspekhi fizicheskikh nauk , 1971, 103. v., 1. sz. 2. o. 355-365.
Shnir, Yakov M. Mágneses monopólusok. – Springer-Verlag, Berlin, 2005, ISBN 3-540-25277-0
A nagy egyenletek kalandjai Nemzetközi Tudományos és Technológiai Közszervezet
Yakymakha O. L. (1989). Magas hőmérsékletű kvantumgalvanomágneses hatások a MOSFET-ek kétdimenziós inverziós rétegeiben (oroszul). Kijev: Vyscha Shkola. p. 91. ISBN 5-11-002309-3 .
DJP Morris és mtsai. Dirac húrok és mágneses monopólusok a Spin Ice Dy 2 Ti 2 O 7 -ben . Tudomány, 2009. október 16.
LDC Jaubert, PCW Holdsworth. A mágneses monopólus és a Dirac húrdinamika jellegzetessége a forgó jégben. Nature Physics 5, 258-261 (2009).
G. Giacomelli és L. Patrizii. Mágneses monopólus keresések. arXiv: hep-ex/0302011v2.
Zhong, Fang; Naoto Nagosa, Mei S. Takahashi, Atsushi Asamitsu, Roland Mathieu, Takeshi Ogasawara, Hiroyuki Yamada, Masashi Kawasaki, Yoshinori Tokura, Kiyoyuki Terakura (2003. október 3.). "Az anomális Hall-effektus és a mágneses monopólusok a lendületes térben". Science 302 (5642): 92-95. doi : 10.1126/tudomány.1089408 . ISSN 1095-9203. Letöltve 2007. augusztus 2-án .
Mágneses monopólusok és egyéb egzotikumok készítése a laborban .
Xiao-Liang Qi, Rundong Li, Jiadong Zang, Shou-Cheng Zhang. Science Express magazin, 2009. január 29. Mágneses monopólus előidézése topológiai felszíni állapotokkal .
C. Castelnovo, R. Moessner és S. L. Sondhi, Nature 451, 42-45 (2008. január 3.) Mágneses monopólusok forgó jégben .
Steven Bramwell et al. Mágneses monopólusok töltésének és áramának mérése forgójégben . Nature 461, 956-959 (2009. október 15.); doi : 10.1038/nature08500 .
Science Daily , 2009. szeptember 4. Először észleltek mágneses monopólusokat valódi mágnesben .
D. J. P. Morris, D. A. Tennant, S. A. Grigera, B. Klemke, C. Castelnovo, R. Moessner, C. Czternasty, M. Meissner, K. C. Rule, J.-U. Hoffmann, K. Kiefer, S. Gerischer, D. Slobinsky, R. S. Perry. Dirac húrok és mágneses monopólusok a Spin Ice Dy 2 Ti 2 O 7 -ben . Tudomány , 2009. szeptember 4.
Fermi E. Atomfizikai előadások. - M. : IL, 1952. - 123 p.

Linkek

Fél mágnes Vladislav Kobychev, Sergey Popov Popular Mechanics No. 2, 2015 Archívum

Szótárak és enciklopédiák	Nagy dán Nagy katalán Nagy norvég Nagy orosz Britannica (online) Universalis
Bibliográfiai katalógusokban	GND : 4168573-8 J9U : 987007543560005171 LCCN : sh85079727

Hipotetikus részecskék a fizikában

alapvető
részecskék

Szuperpartnerek

Gagino	Gluino Bor Bino Zino Fotino Gravitino
Sfermions	squark Slepton
Egyéb	Higgsino Neutralino Chargino Aksino Saxion LSP NLSP

Egyéb

Kompozit
részecskék

egzotikus hadronok	Egzotikus barionok ( Dibarion ) Egzotikus mezonok ( gluónium Zc(3900) )
Egyéb	Mezon molekula Reggeon ( Pomeron ) Odderon )