Magnetický monopól

Magnetický monopól
Účastní se interakcí	Gravitační [1] , elektromagnetické
Postavení	Hypotetický
Po kom nebo co je pojmenováno	Nenulový magnetický náboj - bodový zdroj radiálního magnetického pole
kvantová čísla

Magnetický monopól - hypotetická elementární částice s nenulovým magnetickým nábojem - bodový zdroj radiálního magnetického pole . Magnetický náboj je zdrojem statického magnetického pole úplně stejným způsobem, jako je elektrický náboj zdrojem statického elektrického pole .

Magnetický monopól lze považovat za jeden pól dlouhého a tenkého permanentního magnetu . Všechny známé magnety však mají vždy dva póly, to znamená, že se jedná o dipól . Pokud magnet rozříznete na dvě části, každá část bude mít stále dva póly. Všechny známé elementární částice , které mají elektromagnetické pole , jsou magnetické dipóly.

Historie

S vytvořením fyziky jako vědy založené na zkušenostech se ustálil názor, že elektrické a magnetické vlastnosti těles se výrazně liší. Tento názor jasně vyjádřil William Gilbert v roce 1600 . Identita zákonů přitažlivosti a odpudivosti pro elektrické náboje a magnetické náboje, póly magnetů, stanovené Charlesem Coulombem , znovu vyvolaly otázku podobnosti elektrických a magnetických sil, ale koncem 18. že v laboratorních podmínkách nebylo možné vytvořit těleso s nenulovým celkovým magnetickým nábojem. Pojem „magneticky nabitá látka“ byl z fyziky na dlouhou dobu vyloučen po práci Ampera v roce 1820 , ve které bylo prokázáno, že obvod s elektrickým proudem vytváří stejné magnetické pole jako magnetický dipól.

V roce 1894 Pierre Curie v krátké poznámce [2] uvedl, že zavedení magnetických nábojů do Maxwellových rovnic je přirozené a pouze je činí symetričtějšími.

Symetrie Maxwellových rovnic

Maxwellem formulované rovnice klasické elektrodynamiky vztahují elektrická a magnetická pole k pohybu nabitých částic. Tyto rovnice jsou téměř symetrické s ohledem na elektřinu a magnetismus. Mohou být zcela symetrické, pokud se kromě elektrického náboje a proudu zavede nějaký magnetický náboj (hustota magnetického náboje ) a magnetický proud (hustota magnetického proudu ): $q_{\mathrm {e} }$ $q_{\mathrm {m} }$ ${\displaystyle \rho _{\mathrm {m} ))$ ${\displaystyle \mathbf {j} _{\mathrm {m} ))$

Maxwellovy rovnice a Lorentzova síla s magnetickými monopoly: Gaussovské jednotky

název	Bez magnetických monopólů	S magnetickými monopóly
Gaussova věta	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} =4\pi \rho _{\mathrm {e} ))$
Gaussův magnetický zákon	$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =4\pi \rho _{\mathrm {m} ))$
Faradayův indukční zákon	$-\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}$	$-\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{\mathrm {m} }$
Ampérův zákon (s předpětím )	$\nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {4\pi } {c}}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }$
Lorentzova síla [3]	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right) +q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {E} \right)$

Maxwellovy rovnice a Lorentzova síla s magnetickými monopóly: jednotky SI

název	Bez magnetických monopólů	S magnetickými monopóly (Weberova konvence)	S magnetickými monopóly (konvence ampérmetru)
Gaussova věta :	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{\mathrm {e} }}{\varepsilon _{0))))$
Gaussův magnetický zákon	$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\rho _{\mathrm {m} ))$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\rho _{\mathrm {m} ))$
Faradayův indukční zákon :	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t))$	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}-\mathbf {j} _{\mathrm {m} }$	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t))-\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {m } }$
Ampérův zákon (s předpětím ):	$\nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+\mu _{ 0}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }$
Lorentzova síla	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$ $+{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E } }{c^{2}}}\right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$ $+q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2))}\right)$

V tomto případě se modifikované rovnice s magnetickými monopóly změní na klasické rovnice, když jsou dosazeny a , tedy pokud v uvažované oblasti prostoru nejsou žádné magnetické náboje. Je tedy možné vytvořit systém Maxwellových rovnic s přihlédnutím k existenci magnetických nábojů, zatímco klasické rovnice jednoduše odrážejí skutečnost, že obvykle magnetické náboje pozorovány nejsou. $\rho _{\mathrm {m} }=0$ $\mathbf {j} _{\mathrm {m} }=0$

Pokud existují magnetické náboje, pak existence magnetických proudů povede k významným opravám Maxwellových rovnic , které lze pozorovat na makroskopických měřítcích.

V nové podobě Maxwellových rovnic vznikají potíže při matematickém popisu pomocí vektorového potenciálu. V přítomnosti magnetických i elektrických nábojů nelze elektromagnetické pole popsat pomocí vektorového potenciálu , který je spojitý v celém prostoru. Proto v přítomnosti magnetických nábojů nejsou pohybové rovnice nabitých částic odvozeny z variačního principu nejmenší akce . V klasické elektrodynamice to nevede k zásadním potížím (ačkoli to činí teorii poněkud méně krásnou), ale kvantovou dynamiku nelze formulovat mimo rámec hamiltonovského nebo lagrangeovského formalismu. $\mathbf{A}_\mu$ $(\mu=0,\;1,\;2,\;3)$

Dirac monopole

Paul Dirac navrhl existenci částice s magnetickým nábojem a došel k netriviálnímu závěru, že magnetický náboj navrhovaného monopolu nemůže mít libovolnou hodnotu, ale musí se rovnat celočíselnému násobku určitého množství magnetismu. [čtyři]

Problém určení vektorového potenciálu , který dává magnetickému poli, je matematicky ekvivalentní problému určení systému proudů , které vytvářejí magnetické pole . Z bodu vyzařujícího konstantní tok magnetického pole musí téct konstantní proud s rovnoměrnou hustotou ve všech směrech. K jeho udržení je nutné přivést vodivým závitem do tohoto bodu proud rovný proudu vycházejícímu z tohoto bodu ve všech směrech a síla tohoto proudu se rovná magnetickému náboji . [5] Vzhledem k tomu, že umístění takového závitu je zcela libovolné, je rozdíl ve vektorových potenciálech roven magnetickému poli vytvořenému proudem tekoucím do bodu podél jednoho vlákna a protékajícím podél druhého vlákna. Takové magnetické pole lze znázornit jako vícehodnotový potenciál, jehož hodnota se v každém bodě prostoru mění s každým obtokem obvodu spojeného se závitem o velikost proudu násobenou . Z kvantové mechaniky je známo, že vlnová funkce , která charakterizuje částici s nábojem při změně jako . Při přejíždění vrstevnice . Ale při obcházení vrstevnice by se vlnová funkce neměla měnit, proto . Komplexní číslo se rovná jedné, pokud je reprezentováno jako , kde je libovolné celé číslo. Proto: , kde je celé číslo. Magnetický náboj částice tedy musí být násobkem elementárního magnetického náboje , kde je elementární elektrický náboj . [6] $A$ $H$ $j'$ $H'$ $G$ $4\pi$ $\psi$ $E$ $A\to A+\operatorname {grad} f$ $\psi \to \psi \exp \left({\frac {ie}{\hbar c}}f\right)$ $f=4\pi g$ $\exp \left({\frac {ie}{\hbar c}}4\pi g\right)=1$ $\exp(2\pi in)$ $n$ ${\frac {ie}{\hbar c))4\pi g=2\pi in$ $n$ $G$ $g_{0}={\frac {\hbar c}{2e))$ $E$

Pozoruhodné je opačné tvrzení: existence magnetického náboje není v rozporu se standardní kvantovou mechanikou pouze tehdy, jsou-li elektrické náboje všech částic kvantovány. (Existence alespoň jednoho magnetického monopólu s určitým nábojem v přírodě by tedy vysvětlovala experimentálně pozorovanou multiplicitu elektrických nábojů částic hodnotou ; magnetický náboj by byl také nutně kvantován.) $E$

Diracova kvantizační podmínka je zobecněna na interakci dvou částic, z nichž každá má elektrický i magnetický náboj (takové částice se nazývají dyony )

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

(V systému použitých jednotek a mají stejný rozměr a poplatek je fixován vztahem .) $E$ $G$ $E$ $e^{2}/(4\pi \hbar c)=1/137$

V nerelativistické aproximaci je síla působící na dyon 1 se souřadnicemi a rychlostí z dyonu 2, fixovaná v počátku, rovna $r$ $proti$

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}}}.

Všimněte si, že kombinace nábojů obsažených v tomto vzorci jsou při duální transformaci invariantní .

Hooft-Polyakovův model

V roce 1974 Alexander Polyakov a Gerard Hoft nezávisle na sobě objevili [7] , že existence magnetického monopólu je nejen možná, ale v určité třídě teorií pole povinná. Ve velkých unifikovaných modelech , které považují symetrii za fázových transformací vlnových funkcí nabitých částic za nedílnou součást širší neabelovské kalibrační symetrie, je elektromagnetické pole spojeno s násobkem nabitých kalibračních polí s velkými hmotnostmi (tyto hmotnosti vznikají spontánním porušením symetrie ). Pro některé skupiny kalibrační symetrie existují stabilní konfigurace pole , které jsou lokalizovány v oblasti velikosti a vytvářejí sféricky symetrické magnetické pole mimo tuto oblast. Existence takových konfigurací závisí na topologických vlastnostech kalibrační skupiny, přesněji na tom, jak je do ní zasazena podgrupa symetrie zachovaná po spontánním porušení. Stabilita těchto magnetických monopólů je dána speciálním chováním polí ve velkých vzdálenostech od středu. Hmotnost magnetického monopólu lze vypočítat, závisí na konkrétním modelu pole, ale v každém případě musí být velká (podle odhadů pro širokou třídu modelů ). Tyto magnetické monopóly by se mohly zrodit v horkém vesmíru krátce po velkém třesku během fázového přechodu spojeného se spontánním porušením symetrie a vznikem nenulových jednotných skalárních polí ve vakuu. Počet generovaných magnetických monopólů je dán procesem vývoje vesmíru v rané fázi, proto lze tento proces soudit podle jejich současné absence. Jedno z vysvětlení toho, že reliktní magnetické monopóly nebyly objeveny, dává teorie rozpínajícího se vesmíru (inflace). Hooftovy-Polyakovovy magnetické monopóly mají některé neobvyklé vlastnosti, díky kterým by bylo snadné je detekovat. Zejména interakce s magnetickým monopólem může stimulovat rozpad nukleonu předpovídaný některými modely velkého sjednocení [8] , tj. působit jako katalyzátor takového rozpadu. $X$ $X$ $l<\hbar /(M_{X}c)$ $M_m$ $M_{m}\gg M_{X}$ ${\displaystyle M_{m}\sim 10^{16}~{\frac {\text{GeV}}{c^{2))))$

Základní fyzikální vlastnosti

Náboj magnetického monopólu

Rozměr náboje magnetického monopólu se shoduje s rozměrem elektrického náboje v systému CGS :

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

kde je rychlost světla ve vakuu, je Diracova konstanta a je elementární náboj . $C$ $\hbar$ $E$

V soustavě SI jsou rozměry magnetických a elektrických nábojů různé ( Weberova konvence[ jasné ] ):

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

kde je Planckova konstanta . $h$

Konvence ampérmetru[ upřesnit ] ( SI ):

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

Monopolní vazebná konstanta

Je známo, že elektrické náboje mají poměrně malou vazebnou konstantu (tzv. konstantu jemné struktury ). V systému GHS to má následující význam:

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

V SI máme těžkopádnější výraz:

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

kde je elektrická konstanta . $\varepsilon_{0}$

Podobně lze zavést magnetickou vazebnou konstantu pro systém CGS:

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

Pro SI se výraz koná:

- Weberova konvence:

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

- konvence ampérmetru:

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

kde je magnetická konstanta vakua . Zde je třeba poznamenat, že magnetická konstanta je mnohem větší než jednota, a proto použití poruchových metod v kvantové elektrodynamice pro magnetické náboje není možné. $\mu_0$

Monopolní hmota

Diracova teorie nepředpovídá „hmotnost magnetického monopolu“. Proto v současné době neexistuje konsenzus o odhadu hmotnosti monopólu (experiment ukazuje pouze spodní hranici). Zde lze také poznamenat, že hodnota hmotnosti elektronu je čistě experimentální skutečnost a není předpovězena standardním modelem .

Dolní mez pro hmotnost monopólu

Spodní odhad hmotnosti monopólu lze odhadnout na základě klasického poloměru elektronů (systém SI):

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

kde je Comptonova vlnová délka elektronu, je hmotnost elektronu. $\lambda_0$ $m_0$

Podobně můžete zadat hodnotu pro klasický poloměr magnetického monopólu (systém SI (Weberova konvence)):

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

kde je hmotnost monopolu. Tím, že se rovnají klasické poloměry, lze získat dolní mez pro hmotnost monopólu: $m_D$

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

Pokusy o nalezení monopolu

Opakované pokusy o experimentální detekci magnetického monopólu byly neúspěšné. Zvláště intenzivní pátrání po magnetickém monopólu kosmického původu se provádělo od počátku 80. let 20. století. Experimenty lze rozdělit do několika skupin.

Magnetický monopól lze detekovat přímo z jeho spojeného magnetického toku . Průchod magnetického náboje supravodivým obvodem změní tok na , kde je kvantum magnetického toku , a jev elektromagnetické indukce povede ke skoku proudu v obvodu, který lze měřit pomocí supravodivého kvantového interferometru (tzv. tzv. " SQUID " - SQUID , anglicky supravodivý detektor kvantové interference ). Podle teoretických odhadů je hustota monopolů tak nízká, že jeden monopol za rok proletí jedním zařízením: v průměru jeden monopol připadá na 10 29 nukleonů . Přestože byly zaznamenány povzbudivé události, zejména událost Blas Cabrera v noci 14. února 1982 [9] (někdy vtipně označovaná jako „ monopol na Valentýna “), tyto experimenty nebyly replikovány a existenci monopolů byly nezřízeno. $ng_0$ $2\pi\Phi_0$ $\Phi _{0}\sim 2\cdot 10^{-3}\,Gm^{2}$
Těžký magnetický monopól musí mít vysokou penetrační sílu a na své cestě vytvářet silnou ionizaci . Proto byly k hledání magnetického monopólu použity podzemní detektory, postavené pro studium toků kosmických neutrin a hledání rozpadu protonů . Pravděpodobnost, že procházející monopól vytvoří foton v detektoru, je klesající funkcí jeho hmotnosti. Nedávné experimenty na Tevatronu [10] ukázaly, že spinově závislé monopóly s hmotností menší než 600 a 900 GeV neexistují, zatímco horní hranice jejich hmotnosti je 10 17 GeV.
Prováděly se také pátrání po magnetických monopólech zachycených v magnetických rudách pozemského a mimozemského původu ( meteority , Měsíc ) [11] a také po jimi zanechaných stopách ve slídě obsažené ve starověkých pozemských horninách. Byly také nastaveny experimenty k detekci procesů tvorby magnetických monopólů při srážkách vysokoenergetických částic na urychlovačích, avšak hmotnosti takových magnetických monopólů jsou přirozeně omezeny energií dostupnou na moderních urychlovačích. Nejsilnější omezení možného počtu magnetických monopolů ve vesmíru je dáno úvahami souvisejícími s přítomností galaktických magnetických polí, protože monopoly by se v těchto polích zrychlovaly, čímž by odebíraly energii ze svých zdrojů, což by vedlo k oslabení pole s časem. Numerický odhad tohoto omezení závisí na řadě předpokladů, ale tok kosmických magnetických monopólů v jednotkovém prostorovém úhlu jen stěží přesáhne 10 −12 m −2 sr −1 .

Od září do prosince 2012 probíhal první plnohodnotný provoz detektoru velkého hadronového urychlovače MoEDAL při srážkové energii 8 TeV a svítivosti 0,75 mld . −1 . Výsledek hledání magnetických monopólů je negativní, ale v závislosti na velikosti (magnetického) náboje a hmotnosti (a bylo snímáno v oblasti od 100 GeV do 3,5 TeV) byl průřez omezen na desítky femtobarnů až desítek pikobaren [12] .

V roce 2015 hledal detektor velkého hadronového urychlovače MoEDAL magnetické monopóly při srážkové energii 13 TeV. Po magnetických monopólech s hmotností do 6 TeV a magnetickým nábojem do 5 Diracových jednotek nebyly nalezeny žádné stopy, otázka jejich existence zůstala otevřená [13] .

Magnetické "kvasimonopoly"

V některých systémech ve fyzice kondenzované hmoty se mohou vyskytovat struktury připomínající magnetický monopól - trubice magnetického toku ( anglicky flux tubes ). Konce magnetické trubice tvoří magnetický dipól, ale protože je jejich pohyb nezávislý, lze je v mnoha případech přibližně považovat za nezávislé monopólové kvazičástice.

V září 2009 několik nezávislých výzkumných skupin najednou oznámilo objev kvazičástic, které napodobují magnetické monopóly (to znamená, že vypadají jako monopóly ve vzdálenostech výrazně přesahujících krystal) v pevném tělese ( spin led z dysprosium titanátu Dy 2 Ti 2 O 7 ). mřížková konstanta) [14 ] . V některých médiích a populárně naučných publikacích bylo toto pozorování prezentováno jako objev magnetických monopólů [15] [16] .

Tyto jevy však spolu nesouvisí [17] a podle zprávy ve Physics World [18] se magnetické monopóly nalezené ve „spin ice“ liší svým původem od základních monopólů předpovídaných Diracovou teorií.

Objevené „monopoly“ jsou kvazičástice (magnetické siločáry vstupující do jedné z takových kvazičástic zůstávají uzavřené a procházejí tenkou „šňůrou“ spojující dvě takové kvazičástice, z nichž každá v tomto smyslu nepředstavuje izolovaný magnetický náboj), a nikoli elementární částice , takže tento objev neznamenal revoluci ve fyzice elementárních částic . Přesto jsou „kvazimonopoly“ zajímavé samy o sobě a jsou předmětem intenzivního výzkumu. Teoreticky mohou takové útvary existovat nejen v ledu, ale také v Bose-Einsteinově kondenzátu . Objevila je skupina vědců z Bostonu. Na počítači simulovali velmi chladný oblak atomů plynu Bose. Vytvořili z toho vír a získali něco, co velmi připomíná Diracův monopol, ale není. Pak se jim podařilo vytvořit takový vír v experimentu [19] . V lednu 2014 se vědcům z USA a Finska podařilo vytvořit a vyfotografovat „magnetický monopol“ stejného typu [20] .

Viz také

Monopol Wu-Yanga
Diracova kvantizace

Poznámky

↑ Úžasný svět uvnitř atomového jádra. Otázky po přednášce Archivováno 15. července 2015 na Wayback Machine , FIAN, 11. září 2007
↑ Pierre Curie. Sur la possibilité d'existence de la vodivosti magnétique et du magnetisme libre (francouzsky) // Séances de la Société Française de Physique. - Paříž, 1894. - S. 76-77 .
↑ Rindler, Wolfgang (listopad 1989). „Relativita a elektromagnetismus: Síla na magnetický monopol“ . American Journal of Physics . 57 (11): 993-994. Bibcode : 1989AmJPh..57..993R . DOI : 10.1119/1.15782 .
↑ Fermi, 1952 , str. 115.
↑ Fermi, 1952 , str. 117.
↑ Fermi, 1952 , str. 118.
↑ Polyakov A. M. Spektrum částic v kvantové teorii pole . - M., Letters to ZhETF, 1974, v. 20, c. 6, str. 430-433.
↑ Curtis G. Callan, Jr. Dynamika Dyon-fermion (anglicky) // Phys. Rev. D : deník. - 1982. - Sv. 26 , č. 8 . - S. 2058-2068 . - doi : 10.1103/PhysRevD.26.2058 .
↑ Blas Cabrera. První výsledky ze supravodivého detektoru pro pohyblivé magnetické monopoly // Phys . Rev. Lett. : deník. - 1982. - Sv. 48 , č. 20 . - S. 1378-1381 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.48.1378 .
↑ XVI. Setkání o urychlovačích nabitých částic Archivováno 13. září 2009 ve Wayback Machine Institute for High Energy Physics.
↑ Strazhev, Tomilchik.
↑ Jsou publikovány první výsledky experimentu MoEDAL . Získáno 19. února 2017. Archivováno z originálu 20. února 2017. (neurčitý)
↑ Magnetické monopóly nejsou vidět ani na 13 TeV Archivováno 19. února 2017 na Wayback Machine .
↑ Magnetic Monopole podniká první kroky Archivováno 20. května 2017 na Wayback Machine .
↑ Existence magnetických monopólů byla experimentálně potvrzena . Archivováno 19. února 2011 na Wayback Machine . Kompulentní.
↑ Magnetický monopól se vědcům objevil ve spin ice Archivováno 4. ledna 2017 na Wayback Machine . Membrana.ru.
↑ Magnetické monopóly spatřené ve spinovém ledu Archivováno 19. července 2019 na Wayback Machine , 3. září 2009. „Oleg Chernyshev, výzkumník z Johns Hopkins University, zdůrazňuje, že tato teorie a experimenty jsou specifické pro rotující led a je nepravděpodobné, že by objasnily magnetické monopóly předpověděl Dirac.
↑ Magnetické monopóly spatřené ve spin ices Archivováno 19. července 2019 na Wayback Machine . fyzikasvět.com.
↑ Quantum cloud simuluje magnetický monopol Archivováno 31. ledna 2014 na Wayback Machine . zprávy o přírodě.
↑ Vědci vytvářejí magnet s jedním pólem Archivováno 1. února 2014 na Wayback Machine .

Literatura

Monopole of Dirac // Sbírka článků, přeloženo z angličtiny, editovali B. M. Bolotovsky a Yu. D. Usachev, M., 1970.
Strazhev V. I., Tomilchik L. M. Elektrodynamika s magnetickým nábojem. - Minsk, 1975.
Coleman S. Magnetický monopol o padesát let později . - za z angličtiny. — Uspekhi fizicheskikh nauk , 1984, v. 144 , s. 277.
Devons S. Hledání magnetického monopolu . — Uspekhi fizicheskikh nauk , 1965, v. 85, no. 4, str. 755-760 (Doplněk B. M. Bolotovského, tamtéž, str. 761-762).
Schwinger Yu. Magnetický model hmoty . — Uspekhi fizicheskikh nauk , 1971, v. 103, no. 2, str. 355-365.
Shnir, Yakov M. Magnetické monopoly. — Springer-Verlag, Berlín, 2005, ISBN 3-540-25277-0
Dobrodružství velkých rovnic Mezinárodní veřejná organizace "Věda a technika"
Yakymakha O. L. (1989). Vysokoteplotní kvantové galvanomagnetické efekty ve dvourozměrných inverzních vrstvách MOSFETů (v ruštině). Kyjev: Vyscha Shkola. p. 91. ISBN 5-11-002309-3 .
DJP Morris a kol. Diracovy struny a magnetické monopoly ve Spin Ice Dy 2 Ti 2 O 7 . Věda, 16. října 2009.
LDC Jaubert, PCW Holdsworth. Podpis magnetického monopólu a dynamiky Diracových strun ve spinovém ledu. Nature Physics 5, 258-261 (2009).
G. Giacomelli a L. Patrizii. Magnetické vyhledávání monopolů. 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 (3. října 2003). „Anomální Hallův efekt a magnetické monopoly v prostoru hybnosti“. Science 302 (5642): 92-95. doi : 10.1126/science.1089408 . ISSN 1095-9203. Získáno 2. srpna 2007 .
Výroba magnetických monopólů a dalších exotických věcí v laboratoři .
Xiao-Liang Qi, Rundong Li, Jiadong Zang, Shou-Cheng Zhang. Časopis Science Express , 29. ledna 2009. Inducing a Magnetic Monopole with Topological Surface States .
C. Castelnovo, R. Moessner a S. L. Sondhi, Nature 451, 42-45 (3. ledna 2008) Magnetické monopóly ve spinovém ledu .
Steven Bramwell a kol. Měření náboje a proudu magnetických monopólů ve spinovém ledu . Nature 461, 956-959 (15. října 2009); doi : 10.1038/nature08500 .
Science Daily , 4. září 2009 Magnetické monopoly poprvé detekovány ve skutečném magnetu .
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 struny a magnetické monopoly ve Spin Ice Dy 2 Ti 2 O 7 . Věda , 4. září 2009.
Fermi E. Přednášky o atomové fyzice. - M. : IL, 1952. - 123 s.

Odkazy

Polovina magnetu Vladislav Kobyčev, Sergej Popov Populární mechanika č. 2, 2015 Archiv

Slovníky a encyklopedie	Velká dánština Velká Katalánština Skvělý norský Velký Rus Britannica (online) Universalis
V bibliografických katalozích	GND : 4168573-8 J9U : 987007543560005171 LCCN : sh85079727

Hypotetické částice ve fyzice

základní
částice

Superpartneři

Gagino	Gluino Víno Bino Zino Fotino Gravitino
Sfermioni	squark Slepton
jiný	Higgsino Neutralino Chargino Aksino Saxion LSP NLSP

jiný

Kompozitní
částice

exotické hadrony	Exotické baryony ( Dibarion ) Exotické mezony ( Gluonium Zc (3900) )
jiný	Mezonová molekula Reggeon ( Pomeron ) Odderon )