Magnetisk monopol

Magnetisk monopol
Deltar i interaktioner	Gravitation [1] , elektromagnetisk
Status	Hypotetisk
Vem eller vad är uppkallad efter	Icke-noll magnetisk laddning - en punktkälla för ett radiellt magnetfält
kvanttal

Magnetisk monopol - en hypotetisk elementarpartikel med en magnetisk laddning som inte är noll - en punktkälla för ett radiellt magnetfält . En magnetisk laddning är en källa till ett statiskt magnetfält på exakt samma sätt som en elektrisk laddning är en källa till ett statiskt elektriskt fält .

En magnetisk monopol kan ses som en enda pol av en lång och tunn permanentmagnet . Men alla kända magneter har alltid två poler, det vill säga det är en dipol . Om du skär en magnet i två delar kommer varje del fortfarande att ha två poler. Alla kända elementarpartiklar som har ett elektromagnetiskt fält är magnetiska dipoler.

Historik

Med skapandet av fysiken som en vetenskap baserad på erfarenhet fastställdes åsikten att kropparnas elektriska och magnetiska egenskaper skiljer sig avsevärt. Denna åsikt uttrycktes tydligt av William Gilbert år 1600 . Identiteten för lagarna för attraktion och avstötning för elektriska laddningar och magnetiska laddningar, magneternas poler, fastställda av Charles Coulomb , väckte återigen frågan om likheten mellan elektriska och magnetiska krafter, men i slutet av 1700-talet hittades den att det under laboratorieförhållanden var omöjligt att skapa en kropp med en total magnetisk laddning som inte är noll. Begreppet "magnetiskt laddat ämne" förvisades från fysiken under lång tid efter Ampères arbete 1820 , där det bevisades att en krets med en elektrisk ström skapar samma magnetfält som en magnetisk dipol.

1894 konstaterade Pierre Curie i en kort anteckning [2] att införandet av magnetiska laddningar i Maxwells ekvationer är naturligt och bara gör dem mer symmetriska.

Symmetri av Maxwells ekvationer

Ekvationerna för klassisk elektrodynamik formulerade av Maxwell relaterar elektriska och magnetiska fält till rörelsen hos laddade partiklar. Dessa ekvationer är nästan symmetriska med avseende på elektricitet och magnetism. De kan göras helt symmetriska om, förutom elektrisk laddning och ström , en viss magnetisk laddning (magnetisk laddningstäthet ) och magnetisk ström (magnetisk strömtäthet ) introduceras: ${\displaystyle q_{\mathrm {e} ))$ ${\displaystyle q_{\mathrm {m} ))$ $\rho _{\mathrm {m} }$ ${\displaystyle \mathbf {j} _{\mathrm {m} ))$

Maxwells ekvationer och Lorentzkraften med magnetiska monopoler: Gaussiska enheter

namn	Utan magnetiska monopoler	Med magnetiska monopoler
Gauss teorem	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} =4\pi \rho _{\mathrm {e} ))$
Gauss magnetiska lag	$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =4\pi \rho _{\mathrm {m} ))$
Faradays induktionslag	$-\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}$	$-\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{\mathrm {m} }$
Ampères lag (med biasström )	$\nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {4\pi } {c}}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }$
Lorentz kraft [3]	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right) +q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -{\frac {\mathbf {v} }{c))\times \mathbf {E} \right)$

Maxwells ekvationer och Lorentzkraften med magnetiska monopoler: SI-enheter

namn	Utan magnetiska monopoler	Med magnetiska monopoler (Weberkonventionen)	Med magnetiska monopoler (amperemeterkonvention)
Gauss sats :	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{\mathrm {e} }}{\varepsilon _{0))))$
Gauss magnetiska lag	$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\rho _{\mathrm {m} ))$	${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\rho _{\mathrm {m} ))$
Faradays induktionslag :	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t))$	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}-\mathbf {j} _{\mathrm {m} }$	$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t))-\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {m } }$
Ampères lag (med biasström ):	$\nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+\mu _{ 0}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }$
Lorentz kraft	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$ $+{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E } }{c^{2}}}\right)$	$\mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)$ $+q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2))}\right)$

I det här fallet förvandlas de modifierade ekvationerna med magnetiska monopoler till klassiska ekvationer när och ersätts , det vill säga om det inte finns några magnetiska laddningar i det betraktade området i rymden. Således är det möjligt att skapa ett system av Maxwells ekvationer, med hänsyn till förekomsten av magnetiska laddningar, medan de klassiska ekvationerna helt enkelt återspeglar det faktum att magnetiska laddningar vanligtvis inte observeras. $\rho _{\mathrm {m} }=0$ $\mathbf {j} _{\mathrm {m} }=0$

Om det finns magnetiska laddningar kommer förekomsten av magnetiska strömmar att leda till betydande korrigeringar av Maxwells ekvationer , som kan observeras på makroskopiska skalor.

I den nya formen av Maxwells ekvationer uppstår svårigheter i den matematiska beskrivningen med hjälp av vektorpotentialen. I närvaro av både magnetiska och elektriska laddningar kan det elektromagnetiska fältet inte beskrivas med en vektorpotential som är kontinuerlig i hela rymden. Därför, i närvaro av magnetiska laddningar, härleds inte rörelseekvationerna för laddade partiklar från variationsprincipen om minsta verkan . Inom klassisk elektrodynamik leder detta inte till grundläggande svårigheter (även om det gör teorin något mindre vacker), men kvantdynamik kan inte formuleras utanför ramarna för den Hamiltonska eller Lagrangianska formalismen. $\mathbf{A}_\mu$ $(\mu=0,\;1,\;2,\;3)$

Dirac monopol

Paul Dirac föreslog existensen av en partikel med en magnetisk laddning och kom till den icke-triviala slutsatsen att den magnetiska laddningen för den föreslagna monopolen inte kan ha ett godtyckligt värde, utan måste vara lika med en heltalsmultipel av en viss mängd magnetism. [fyra]

Problemet med att bestämma vektorpotentialen som ger magnetfältet är matematiskt ekvivalent med problemet med att bestämma systemet av strömmar som skapar magnetfältet . Från en punkt som avger ett konstant flöde av ett magnetfält måste en konstant ström med en enhetlig densitet i alla riktningar flyta. För att upprätthålla det är det nödvändigt att föra en ström genom en ledande tråd till denna punkt, lika med strömmen som utgår från denna punkt i alla riktningar, och styrkan på denna ström är lika med den magnetiska laddningen . [5] Eftersom platsen för en sådan tråd är helt godtycklig, är skillnaden i vektorpotentialer lika med det magnetiska fält som skapas av strömmen som flyter till punkten längs en tråd och flyter längs den andra tråden. Ett sådant magnetfält kan representeras som en potential med flera värden, vars värde vid varje punkt i rymden ändras med varje förbikoppling av kretsen som är associerad med tråden med storleken på strömmen multiplicerat med . Det är känt från kvantmekaniken att den vågfunktion som kännetecknar en partikel med en laddning vid förändring som . När du korsar konturen . Men när man går runt konturen bör vågfunktionen inte ändras, därför . Ett komplext tal är lika med ett om det representeras som , där är ett godtyckligt heltal. Därför: , där är ett heltal. Således måste den magnetiska laddningen av partikeln vara en multipel av den elementära magnetiska laddningen , där är den elementära elektriska laddningen . [6] $A$ $H$ $j'$ $H'$ $g$ $4\pi$ $\psi$ $e$ $A\to A+\operatörsnamn {grad} f$ $\psi \to \psi \exp \left({\frac {ie}{\hbar c}}f\right)$ $f=4\pi g$ $\exp \left({\frac {ie}{\hbar c}}4\pi g\right)=1$ $\exp(2\pi in)$ $n$ ${\frac {ie}{\hbar c}}4\pi g=2\pi in$ $n$ $g$ $g_{0}={\frac {\hbar c}{2e))$ $e$

Det omvända uttalandet är anmärkningsvärt: förekomsten av en magnetisk laddning motsäger inte standardkvantmekaniken endast om de elektriska laddningarna för alla partiklar kvantiseras. (Därför skulle förekomsten av åtminstone en magnetisk monopol med en viss laddning förklara den experimentellt observerade mångfalden av elektriska laddningar av partiklar med värdet ; den magnetiska laddningen skulle också nödvändigtvis kvantiseras.) $e$

Dirac-kvantiseringsvillkoret är generaliserat till växelverkan mellan två partiklar, som var och en har både en elektrisk och en magnetisk laddning (sådana partiklar kallas dyoner )

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

(I systemet av enheter som används, och har samma dimension, och laddningen är fixerad av relationen .) $e$ $g$ $e$ $e^{2}/(4\pi \hbar c)=1/137$

I den icke-relativistiska approximationen är kraften som verkar på dyon 1 med koordinater och hastighet från dyon 2, fixerad vid origo, lika med $r$ $v$

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}}}.

Observera att kombinationerna av laddningar som ingår i denna formel är oföränderliga under den dubbla transformationen .

Hooft-Polyakov-modellen

År 1974 upptäckte Alexander Polyakov och Gerard Hoft oberoende [7] att förekomsten av en magnetisk monopol inte bara är möjlig, utan obligatorisk i en viss klass av fältteorier. I stora förenade modeller , som betraktar symmetrin under fasomvandlingar av vågfunktionerna för laddade partiklar som en integrerad del av en bredare icke-abelian gaugesymmetri, är det elektromagnetiska fältet associerat med en multiplett av laddade mätfält med stora massor (dessa massor uppstår från spontan symmetribrott ). För vissa mätsymmetrigrupper finns det stabila fältkonfigurationer som är lokaliserade i ett område av storlek och skapar ett sfäriskt symmetriskt magnetfält utanför denna region. Förekomsten av sådana konfigurationer beror på mätgruppens topologiska egenskaper, närmare bestämt på hur undergruppen av symmetri som bevaras efter spontan brytning är inbäddad i den. Stabiliteten hos dessa magnetiska monopoler bestäms av det speciella beteendet hos fälten på stora avstånd från centrum. Massan av den magnetiska monopolen kan beräknas, det beror på den specifika fältmodellen, men i alla fall måste den vara stor (enligt uppskattningar för en bred klass av modeller ). Dessa magnetiska monopoler kan födas i det heta universum strax efter Big Bang under en fasövergång associerad med spontant symmetribrott och uppkomsten av enhetliga skalära fält som inte är noll i vakuum. Antalet genererade magnetiska monopoler bestäms av universums utveckling i ett tidigt skede, därför kan man bedöma denna process genom deras frånvaro för närvarande. En av förklaringarna till att relikmagnetiska monopoler inte har upptäckts ges av teorin om det expanderande universum (inflation). Hooft-Polyakov magnetiska monopoler har några ovanliga egenskaper som skulle göra dem lätta att upptäcka. I synnerhet kan interaktionen med en magnetisk monopol stimulera sönderfallet av nukleonen som förutsägs av vissa stora föreningsmodeller [8] , d.v.s. fungera som en katalysator för sådant sönderfall. $X$ $X$ $l<\hbar /(M_{X}c)$ $M_m$ $M_{m}\gg M_{X}$ ${\displaystyle M_{m}\sim 10^{16}~{\frac {\text{GeV}}{c^{2))))$

Grundläggande fysiska egenskaper

Laddningen av en magnetisk monopol

Dimensionen på laddningen av den magnetiska monopolen sammanfaller med dimensionen av den elektriska laddningen i CGS- systemet :

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

där är ljusets hastighet i vakuum, är Dirac-konstanten och är den elementära laddningen . $c$ $\hbar$ $e$

I SI- systemet är dimensionerna för magnetiska och elektriska laddningar olika ( Webers konvention[ rensa ] ):

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

var är Plancks konstant . $h$

Amp Meter Convention[ förtydliga ] ( SI ):

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

Monopolkopplingskonstant

Det är känt att elektriska laddningar har en ganska liten kopplingskonstant (den så kallade finstrukturkonstanten ). I GHS-systemet har det följande betydelse:

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

I SI har vi ett mer besvärligt uttryck:

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

var är den elektriska konstanten . $\varepsilon_{0}$

På liknande sätt kan man införa den magnetiska kopplingskonstanten för CGS-systemet:

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

För SI sker uttrycket:

- Weberkonvention:

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

- amperemätarkonvention:

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

var är den magnetiska vakuumkonstanten . Det bör noteras här att den magnetiska konstanten är mycket större än enhet, och därför är användningen av störande metoder inom kvantelektrodynamik för magnetiska laddningar inte möjlig. $\mu_0$

Monopolmassa

Diracs teori förutsäger inte "den magnetiska monopolens massa". Därför finns det för närvarande ingen konsensus om uppskattningen av monopolmassan (experimentet indikerar bara den nedre gränsen). Det kan också noteras här att värdet på elektronmassan är ett rent experimentellt faktum och inte förutsägs av standardmodellen .

Nedre gräns för massan av en monopol

Den lägre skattningen för monopolmassan kan uppskattas baserat på den klassiska elektronradien (SI-systemet):

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

där är Compton-våglängden för elektronen, är elektronens massa. $\lambda_0$ $m_0$

På liknande sätt kan du ange ett värde för den klassiska radien för den magnetiska monopolen (SI-system (Weber-konvention)):

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

var är monopolens massa. Genom att likställa de klassiska radierna kan man alltså få en nedre gräns för monopolmassan: $m_D$

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

Försök att hitta en monopol

Upprepade försök att experimentellt upptäcka den magnetiska monopolen misslyckades. Särskilt intensiva sökningar efter en magnetisk monopol av kosmiskt ursprung har utförts sedan början av 1980-talet. Experiment kan delas in i flera grupper.

En magnetisk monopol kan detekteras direkt från dess tillhörande magnetiska flöde . Passagen av en magnetisk laddning genom en supraledande krets kommer att ändra flödet till , där är ett magnetiskt flödeskvantum , och fenomenet elektromagnetisk induktion kommer att leda till ett strömhopp i kretsen, vilket kan mätas med en supraledande kvantinterferometer (den så kallad " SQUID " - SQUID , engelsk supraledande kvantinterferensdetektor ). Enligt teoretiska uppskattningar är densiteten av monopoler så låg att en monopol per år flyger genom en enhet: i genomsnitt faller en monopol på 10 29 nukleoner . Även om uppmuntrande händelser har registrerats, i synnerhet Blas Cabrera-evenemanget natten till den 14 februari 1982 [9] (ibland skämtsamt kallat " Alla hjärtans dag- monopol "), har dessa experiment inte replikerats, och existensmonopolerna var inte etablerad. $ng_0$ $2\pi\Phi_0$ $\Phi _{0}\sim 2\cdot 10^{-3}\,Gm^{2}$
En tung magnetisk monopol måste ha hög penetreringskraft och skapa stark jonisering på vägen . Därför, för att söka efter en magnetisk monopol, användes underjordiska detektorer, byggda för att studera kosmiska neutrinoflöden och söka efter protonsönderfall . Sannolikheten att en passerande monopol kommer att producera en foton i detektorn är en minskande funktion av dess massa. Nyligen genomförda experiment vid Tevatron [10] har visat att spinnberoende monopoler med massor mindre än 600 och 900 GeV inte existerar, medan den övre gränsen för deras massa är 10 17 GeV.
Sökningar utfördes också efter magnetiska monopoler som fångats i magnetiska malmer av terrestra och utomjordiska ( meteoriter , månen ) ursprung [11] , såväl som spår som lämnats av dem i glimmer som fanns i forntida terrestra stenar. Experiment sattes också upp för att upptäcka processerna för skapandet av magnetiska monopoler under kollisioner av högenergipartiklar vid acceleratorer, men massorna av sådana magnetiska monopoler är naturligtvis begränsade av den energi som finns tillgänglig i moderna acceleratorer. Den starkaste begränsningen för det möjliga antalet magnetiska monopoler i yttre rymden ges av överväganden relaterade till närvaron av galaktiska magnetfält, eftersom monopolerna skulle accelerera i dessa fält och därigenom ta bort energi från sina källor, vilket skulle leda till en försvagning av fälten med tiden. Den numeriska uppskattningen av denna begränsning beror på ett antal antaganden, men flödet av kosmiska magnetiska monopoler i en enhetlig rymdvinkel kan knappast överstiga 10 −12 m −2 sr −1 .

Från september till december 2012 ägde den första fullskaliga operationen av detektorn till Large Hadron Collider MoEDAL rum vid en kollisionsenergi på 8 TeV och en ljusstyrka på 0,75 miljarder −1 . Resultatet av sökandet efter magnetiska monopoler är negativt, men beroende på storleken på den (magnetiska) laddningen och massan (och den skannades i området från 100 GeV till 3,5 TeV) begränsades tvärsnittet från tiotals femtobarn till tiotals picobarns [12] .

2015 sökte detektorn för Large Hadron Collider MoEDAL efter magnetiska monopoler med en kollisionsenergi på 13 TeV. Inga spår av magnetiska monopoler med en massa upp till 6 TeV och en magnetisk laddning upp till 5 Dirac-enheter hittades, frågan om deras existens förblev öppen [13] .

Magnetiska "kvasimonopoler"

I vissa system inom den kondenserade materiens fysik kan det finnas strukturer som liknar en magnetisk monopol - magnetiska flödesrör ( engelska flux tubes ). Magnetrörets ändar bildar en magnetisk dipol, men eftersom deras rörelse är oberoende kan de i många fall ungefär betraktas som oberoende monopola kvasipartiklar.

I september 2009 tillkännagav flera oberoende forskargrupper på en gång upptäckten i en fast kropp ( spinnis från dysprosiumtitanat Dy 2 Ti 2 O 7 ) av kvasipartiklar som imiterar magnetiska monopoler (det vill säga de ser ut som monopoler på avstånd som avsevärt överstiger kristallen gitterkonstant) [14] . I vissa media och populärvetenskapliga publikationer presenterades denna observation som upptäckten av magnetiska monopoler [15] [16] .

Dessa fenomen är emellertid orelaterade [17] och enligt en rapport i Physics World [18] skiljer sig de magnetiska monopolerna som finns i "spin ice" i sitt ursprung från de fundamentala monopolerna som förutspåtts av Diracs teori.

De upptäckta "monopolerna" är kvasipartiklar (de magnetiska kraftlinjer som kommer in i en av sådana kvasipartiklar förblir stängda och passerar genom en tunn "kabel" som förbinder två sådana kvasipartiklar, som var och en i denna mening inte representerar en isolerad magnetisk laddning), och inte elementarpartiklar , så denna upptäckt revolutionerade inte elementarpartikelfysiken . Ändå är "kvasimonopoler" intressanta i sig och är föremål för intensiv forskning. Teoretiskt kan sådana formationer existera inte bara i spin-is, utan också i ett Bose-Einstein-kondensat . De upptäcktes av en grupp forskare från Boston. De simulerade på en dator ett mycket kallt moln av Bose-gasatomer. De skapade en virvel av det och fick det som ser väldigt mycket ut som Diracs monopol, men är det inte. Sedan kunde de skapa en sådan virvel i ett experiment [19] . I januari 2014 lyckades forskare från USA och Finland skapa och fotografera en "magnetisk monopol" av samma typ [20] .

Se även

Monopol Wu-Yanga
Dirac kvantisering

Anteckningar

↑ Den fantastiska världen inuti atomkärnan. Frågor efter föreläsningen Arkiverad 15 juli 2015 på Wayback Machine , FIAN, 11 september 2007
↑ Pierre Curie. Sur la possibilité d'existence de la conductibilité magnétique et du magnétisme libre (franska) // Séances de la Société Française de Physique. - Paris, 1894. - S. 76-77 .
↑ Rindler, Wolfgang (november 1989). "Relativitet och elektromagnetism: Kraften på en magnetisk monopol". American Journal of Physics . 57 (11): 993-994. Bibcode : 1989AmJPh..57..993R . DOI : 10.1119/1.15782 .
↑ Fermi, 1952 , sid. 115.
↑ Fermi, 1952 , sid. 117.
↑ Fermi, 1952 , sid. 118.
↑ Polyakov A. M. Spektrum av partiklar i kvantfältteorin . - M., Brev till ZhETF, 1974, v. 20, ca. 6, sid. 430-433.
↑ Curtis G. Callan, Jr. Dyon-fermion dynamik (engelska) // Phys. Varv. D : dagbok. - 1982. - Vol. 26 , nr. 8 . - P. 2058-2068 . - doi : 10.1103/PhysRevD.26.2058 .
↑ Blas Cabrera. Första resultaten från en supraledande detektor för rörliga magnetiska monopoler // Phys . Varv. Lett. : journal. - 1982. - Vol. 48 , nr. 20 . - P. 1378-1381 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.48.1378 .
↑ XVI möte om laddade partikelacceleratorer Arkiverad 13 september 2009 på Wayback Machine Institute for High Energy Physics.
↑ Strazhev, Tomilchik.
↑ De första resultaten av MoEDAL-experimentet är publicerade . Hämtad 19 februari 2017. Arkiverad från originalet 20 februari 2017. (obestämd)
↑ Magnetiska monopoler är inte synliga ens vid 13 TeV Arkiverad 19 februari 2017 på Wayback Machine .
↑ Magnetisk monopol tar första steg Arkiverad 20 maj 2017 på Wayback Machine .
↑ Existensen av magnetiska monopoler har experimentellt bekräftats . Arkiverad 19 februari 2011 på Wayback Machine . Kompulent.
↑ Magnetisk monopol visade sig för forskare i spin ice Arkiverad 4 januari 2017 på Wayback Machine . Membrana.ru.
↑ Magnetiska monopoler upptäckta i spin ices Arkiverad 19 juli 2019 på Wayback Machine , 3 september 2009. "Oleg Chernyshev, en forskare vid Johns Hopkins University, betonar att denna teori och experiment är specifika för spin ice och sannolikt inte kommer att kasta ljus över magnetiska monopoler som förutspåtts av Dirac.
↑ Magnetiska monopoler upptäcks i spin ices Arkiverad 19 juli 2019 på Wayback Machine . physicsworld.com.
↑ Kvantmoln simulerar magnetisk monopol Arkiverad 31 januari 2014 på Wayback Machine . naturnyheter.
↑ Forskare skapar magnet med en pol Arkiverad 1 februari 2014 på Wayback Machine .

Litteratur

Monopole of Dirac // Samling av artiklar, översatt från engelska, redigerad av B. M. Bolotovsky och Yu. D. Usachev, M., 1970.
Strazhev V. I., Tomilchik L. M. Elektrodynamik med en magnetisk laddning. - Minsk, 1975.
Coleman S. Den magnetiska monopolen femtio år senare . - per. från engelska. — Uspekhi fizicheskikh nauk , 1984, v. 144 , sid. 277.
Devons S. Sökandet efter en magnetisk monopol . — Uspekhi fizicheskikh nauk , 1965, v. 85, nr. 4, sid. 755-760 (Supplement av B. M. Bolotovsky, ibid., s. 761-762).
Schwinger Yu Magnetic Model of Matter . — Uspekhi fizicheskikh nauk , 1971, v. 103, nr. 2, sid. 355-365.
Shnir, Yakov M. Magnetiska monopoler. — Springer-Verlag, Berlin, 2005, ISBN 3-540-25277-0
Äventyr av de stora ekvationerna International Public Organization "Science and Technology"
Yakymakha O.L. (1989). Högtemperaturkvantgalvanomagnetiska effekter i de tvådimensionella inversionsskikten hos MOSFET:er (på ryska). Kiev: Vyscha Shkola. sid. 91. ISBN 5-11-002309-3 .
DJP Morris, et al. Dirac-strängar och magnetiska monopoler i spinisen Dy 2 Ti 2 O 7 . Science, 16 oktober 2009.
LDC Jaubert, PCW Holdsworth. Signatur av magnetisk monopol och Dirac-strängdynamik i spin-is. Nature Physics 5, 258-261 (2009).
G. Giacomelli och L. Patrizii. Magnetiska monopolsökningar. 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 oktober 2003). "Den anomala halleffekten och magnetiska monopoler i fartrymden". Science 302 (5642): 92-95. doi : 10.1126/science.1089408 . ISSN 1095-9203. Hämtad 2 augusti 2007 .
Att göra magnetiska monopoler och andra exotiska produkter i labbet .
Xiao-Liang Qi, Rundong Li, Jiadong Zang, Shou-Cheng Zhang. Tidningen Science Express , 29 januari 2009. Inducering av en magnetisk monopol med topologiska yttillstånd .
C. Castelnovo, R. Moessner och S.L. Sondhi, Nature 451, 42-45 (3 januari 2008) Magnetiska monopoler i spin ice .
Steven Bramwell et al. Mätning av laddning och ström hos magnetiska monopoler i spinnis . Nature 461, 956-959 (15 oktober 2009); doi : 10.1038/nature08500 .
Science Daily , 4 september 2009 Magnetiska monopoler upptäcktes i en riktig magnet för första gången .
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 strängar och magnetiska monopoler i Spin Ice Dy 2 Ti 2 O 7 . Science 4 september 2009.
Fermi E. Föreläsningar om atomfysik. - M. : IL, 1952. - 123 sid.

Länkar

En halv magnet Vladislav Kobychev, Sergey Popov Popular Mechanics No. 2, 2015 Archive

Ordböcker och uppslagsverk	Stor dansk Stor katalanska Stor norsk Stor ryss Britannica (online) Universalis
I bibliografiska kataloger	GND : 4168573-8 J9U : 987007543560005171 LCCN : sh85079727

Hypotetiska partiklar i fysik

grundläggande
partiklar

Superpartners

Gagino	Gluino Vin Bino Zino Fotino Gravitino
Sfermioner	squark Sleepton
Övrig	Higgsino Neutralino Chargino Aksino Saxion LSP NLSP

Övrig

Kompositpartiklar
_

exotiska hadroner	Exotiska baryoner ( Dibarion ) Exotiska mesoner ( Gluonium Zc(3900) )
Övrig	Mesonmolekyl Reggeon ( Pomeron ) Odderon )