Нуклон

В физике и химии нуклон — это либо протон , либо нейтрон , рассматриваемый в роли компонента атомного ядра . атома Число нуклонов в ядре определяет массовое число (число нуклонов) .

До 1960-х годов нуклоны считались элементарными частицами , а не состоящими из более мелких частей. Теперь известно, что они представляют собой составные частицы , состоящие из трех кварков, связанных сильным взаимодействием . Взаимодействие между двумя или более нуклонами называется межнуклонным взаимодействием или ядерной силой , которое также в конечном итоге обусловлено сильным взаимодействием. (До открытия кварков термин «сильное взаимодействие» относился только к межнуклонным взаимодействиям.)

Нуклоны находятся на границе, где физика элементарных частиц и ядерная физика пересекаются . Физика элементарных частиц, особенно квантовая хромодинамика , предоставляет фундаментальные уравнения, описывающие свойства кварков и сильного взаимодействия. Эти уравнения количественно описывают, как кварки могут образовывать протоны и нейтроны (и все остальные адроны ). Однако, когда несколько нуклонов собираются в атомное ядро ( нуклид ), эти фундаментальные уравнения становятся слишком трудными для решения напрямую (см. решеточную КХД ). Вместо этого нуклиды изучаются в рамках ядерной физики , которая изучает нуклоны и их взаимодействия с помощью приближений и моделей, таких как модель ядерной оболочки . Эти модели могут успешно описывать свойства нуклидов, например, подвергается ли конкретный нуклид радиоактивному распаду .

Протон и нейтрон находятся в схеме категорий, одновременно являясь фермионами , адронами и барионами . Протон несет положительный суммарный заряд , а нейтрон — нулевой суммарный заряд; протона масса всего лишь примерно на 0,13% меньше массы нейтрона. Таким образом, их можно рассматривать как два состояния одного и того же нуклона, и вместе они образуют дублет изоспина ( I = ⁠ 1/2 ⁠ ) . В изоспиновом пространстве нейтроны могут превращаться в протоны и наоборот с помощью SU (2) симметрии . На эти нуклоны одинаково действует сильное взаимодействие, инвариантное относительно вращения в изоспиновом пространстве. Согласно теореме Нётер , изоспин сохраняется по отношению к сильному взаимодействию. ^[1]^{: 129–130}

Обзор

Характеристики

Кварковый состав нуклона

Протон (
п
):
в

в

д

Нейтрон (
н
):
в

д

д

Антипротон (
п
):
в

в

д

Антинейтрон (
н
):
в

д

д

Протон (p) состоит из двух верхних кварков (u) и одного нижнего кварка (d): uud. Нейтрон (n) имеет один верхний кварк (u) и два нижних кварка (d): udd. Антипротон (
п
) имеет два верхних антикварка (
в
) и один нижний антикварк (
д
):
в

в

д
. Антинейтрон (
н
) имеет один верхний антикварк (
в
) и два даун-антикварка (
д
):
в

д

д
. Цветовой заряд ( назначение цвета ) отдельных кварков произволен, но должны присутствовать все три цвета (красный, зеленый, синий).

Протоны и нейтроны наиболее известны в роли нуклонов, т. е. как компоненты атомных ядер, но они существуют и как свободные частицы. Свободные нейтроны нестабильны, их период полураспада составляет около 13 минут, но они имеют важные применения (см. нейтронное излучение и рассеяние нейтронов ). Протоны, не связанные с другими нуклонами, являются ядрами атомов водорода, когда они связаны с электроном, или – если они ни с чем не связаны – являются ионами или космическими лучами.

И протон, и нейтрон являются составными частицами , то есть каждая состоит из меньших частей, а именно из трех кварков каждая; хотя когда-то так считалось, ни то, ни другое не является элементарной частицей . Протон состоит из двух верхних и одного нижнего кварка , а нейтрон — из одного верхнего и двух нижних кварков. Кварки удерживаются вместе сильным взаимодействием или, что то же самое, глюонами , которые обеспечивают сильное взаимодействие на уровне кварков.

Ап-кварк имеет электрический заряд ⁠+ + 2 / 3 ⁠ e , а даун-кварк имеет заряд ⁠− + 1 / 3 ⁠ e , поэтому суммарные электрические заряды протона и нейтрона равны + e и 0 соответственно. ^[а] Таким образом, нейтрон имеет заряд 0 (ноль) и, следовательно, электрически нейтрален; действительно, термин «нейтрон» происходит от того факта, что нейтрон электрически нейтрален.

Массы протона и нейтрона одинаковы: для протона она равна 1,6726 × 10 ⁻²⁷ кг ( 938,27 МэВ/ с ²), а для нейтрона — 1,6749 × 10 ⁻²⁷ кг ( 939,57 МэВ/ с ²); нейтрон примерно на 0,13% тяжелее. Сходство масс можно грубо объяснить небольшой разницей в массах верхних и нижних кварков, составляющих нуклоны. Однако детальное описание остается нерешенной проблемой физики элементарных частиц. ^[1]^{: 135–136}

Спин равен нуклона ⁠ 1/2 принципа ⁠ , что означает, что они являются фермионами и, как и электроны , подпадают под действие Паули : не более одного нуклона, например, в атомном ядре, может занимать одно и то же квантовое состояние .

Квантовые числа изоспина . и спина нуклона имеют по два состояния каждое, что в итоге дает четыре комбинации Альфа -частица состоит из четырех нуклонов, занимающих все четыре комбинации, а именно, она имеет два протона (имеющих противоположный спин ) и два нейтрона (также имеющих противоположный спин), а ее чистый ядерный спин равен нулю. В более крупных ядрах нуклоны, составляющие нуклоны, из-за исключения Паули, вынуждены совершать относительное движение , что также может способствовать вращению ядра через орбитальное квантовое число . Они разрослись в ядерные оболочки, аналогичные известным в химии электронным оболочкам .

И протон, и нейтрон обладают магнитными моментами , хотя магнитные моменты нуклонов аномальны и были неожиданными, когда они были открыты в 1930-х годах. момент протона, обозначенный символом µp _, составляет 2,79 µN _{Магнитный} протон был элементарной частицей Дирака , он должен был бы иметь магнитный момент 1,0 µN _. , тогда как, если бы Здесь единицей магнитных моментов является ядерный магнетон , символ µ _N атомного масштаба , единица измерения . Магнитный момент нейтрона равен µ _n = −1,91 µ _N , тогда как, поскольку у нейтрона нет электрического заряда, он не должен иметь магнитного момента. Значение магнитного момента нейтрона отрицательно, поскольку направление момента противоположно вращению нейтрона. Магнитные моменты нуклонов возникают из кварковой субструктуры нуклонов. ^[2]^[3] Магнитный момент протона используется для сканирования ЯМР/МРТ .

Стабильность

Нейтрон в свободном состоянии — нестабильная частица с периодом полураспада около десяти минут. Он подвергается
б ⁻
распад (тип радиоактивного распада ) путем превращения в протон с испусканием электрона и электронного антинейтрино . Эта реакция может произойти потому, что масса нейтрона немного больше массы протона. (Подробнее о распаде нейтрона см . в статье «Нейтрон ».) Сам по себе протон считается стабильным, или, по крайней мере, его время жизни слишком велико, чтобы его можно было измерить. Это важная дискуссия в физике элементарных частиц (см. Распад протона ).

С другой стороны, внутри ядра объединенные протоны и нейтроны (нуклоны) могут быть стабильными или нестабильными в зависимости от нуклида или вида ядра. Внутри некоторых нуклидов нейтрон может превратиться в протон (производя другие частицы), как описано выше; обратное может произойти внутри других нуклидов, где протон превращается в нейтрон (производя другие частицы) через
б ⁺
распад или захват электрона . А внутри других нуклидов и протоны, и нейтроны стабильны и не меняют форму.

Антинуклоны

Оба нуклона имеют соответствующие античастицы : антипротон и антинейтрон , которые имеют ту же массу и противоположный заряд, что и протон и нейтрон соответственно, и взаимодействуют одинаково. (Обычно считается, что это совершенно верно из-за симметрии CPT . Если разница и есть, то она слишком мала, чтобы ее можно было измерить во всех экспериментах на сегодняшний день.) В частности, антинуклоны могут связываться в «антинуклеус». На данный момент учёные создали антидейтерий ^[4]^[5] и антигелий-3 ^[6] ядра.

Таблицы подробных свойств

Нуклоны

Нуклоны ( I = ⁠ 1/2 ⁠ ; С = С = В = 0)
Частица имя	Символ	Кварк содержание	Масса ^{^[а]}	я ₃	Дж ^П	вопрос	момент ( мкН ₎Магнитный	Средний срок службы	Обычно распадается на
протон ^{[Генеральный директор 1]}	п / п ⁺ / Н ⁺	в в д	938,272 013 (23) МэВ/ c ² 1,007 276 466 77 (10) Да	+ ⁠ 1 / 2 ⁠	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	+1 и	2.792 847 356 (23)	стабильный ^{^[б]}	незамеченный
нейтрон ^{[Генеральный директор 2]}	н / н ⁰ / Н ⁰	в д д	939,565 346 (23) МэВ/ c ² 1,008 664 915 97 (43) Да	⁠− + 1 / 2 ⁠	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	0 и	−1.913 042 73 (45)	885,7(8) с ^{^[с]}	п + и ⁻ + н _и
антипротон	п / п ⁻ / Н ⁻	в в д	938,272 013 (23) МэВ/ c ² 1,007 276 466 77 (10) Да	⁠− + 1 / 2 ⁠	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	−1 и	−2.793(6)	стабильный ^{^[б]}	незамеченный
антинейтрон	н / н ⁰ / Н ⁰	в д д	939,485(51) МэВ/ c ² 1,008 664 915 97 (43) Да	⁠+ + 1 / 2 ⁠	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	0 и	?	885,7(8) с ^{^[с]}	п + и ⁺ + н _и

^a Массы протона и нейтрона известны с гораздо большей точностью в дальтонах (Да), чем в МэВ/ c. ² из-за способа их определения. Используемый коэффициент пересчета составляет 1 Да = 931,494028 . (23) МэВ/ с ².

^ б Не менее 10 ³⁵ годы. См. распад протона .

^ c Для свободных нейтронов ; в большинстве распространенных ядер нейтроны стабильны.

Массы их античастиц считаются одинаковыми, и ни один эксперимент до сих пор это не опроверг. Текущие эксперименты показывают, что любая относительная разница между массами протона и антипротона должна быть меньше 2 × 10. ⁻⁹^{[Генеральный директор 1]} а разница между массами нейтрона и антинейтрона составляет порядка (9 ± 6) × 10 ⁻⁵ МэВ/ c ². ^{[Генеральный директор 2]}

Тесты протон-антипротонной CPT-инвариантности
Тест	Формула	результат ПДГ ^{[Генеральный директор 1]}
Масса	${\frac {\|m_{\rm {p}}-m_{\bar {\rm {p}}}\|}{m_{\rm {p}}}}$	< 2 × 10 ⁻⁹
Отношение заряда к массе	${\frac {\left\|{\frac {q_{\bar {\rm {p}}}}{m_{\bar {\rm {p}}}}}\right\|}{\left({\frac {q_{\rm {p}}}{m_{\rm {p}}}}\right)}}$	0.999 999 999 91 (9)
Отношение заряда к массе к массе	${\frac {\left\|{\frac {q_{\bar {\rm {p}}}}{m_{\bar {\rm {p}}}}}\right\|-{\frac {q_{\rm {p}}}{m_{\rm {p}}}}}{\frac {q_{\rm {p}}}{m_{\rm {p}}}}}$	(−9 ± 9) × 10 ⁻¹¹
Заряжать	${\frac {\left\|q_{\rm {p}}+q_{\bar {\rm {p}}}\right\|}{e}}$	< 2 × 10 ⁻⁹
Электронный заряд	${\frac {\left\|q_{\rm {p}}+q_{\rm {e}}\right\|}{e}}$	< 1 × 10 ⁻²¹
Магнитный момент	${\frac {\left\|\mu _{\rm {p}}+\mu _{\bar {p}}\right\|}{\mu _{\rm {p}}}}$	(−0.1 ± 2.1) × 10 ⁻³

Нуклонные резонансы

Нуклонные резонансы — это возбужденные состояния нуклонных частиц, часто соответствующие одному из кварков, имеющему перевернутое спиновое состояние или имеющему другой орбитальный угловой момент при распаде частицы. только резонансы с рейтингом 3 или 4 звезды по версии Particle Data Group В эту таблицу включены (PDG). Из-за чрезвычайно короткого времени жизни многие свойства этих частиц все еще находятся на стадии изучения.

Формат символа задается как N( $m$ ) $L IJ$ , где $m$ — приблизительная масса частицы, $L$ — орбитальный угловой момент (в спектроскопических обозначениях ) пары нуклон-мезон, образующейся при ее распаде, а $I$ и $J$ — частицы изоспин и полный угловой момент соответственно. Поскольку нуклоны определяются как имеющие ⁠ 1/2 изоспин, первое . ⁠ число всегда будет 1, а второе число всегда будет нечетным При обсуждении нуклонных резонансов иногда N опускается и порядок меняется на обратный, в виде $L IJ$ ( $m$ ); например, протон можно обозначить как «N(939)S11 _» или «S11 ₍ 939)».

В таблице ниже указан только базовый резонанс; каждая отдельная запись представляет 4 бариона : 2 частицы нуклонного резонанса и 2 их античастицы. Каждый резонанс существует в форме с положительным электрическим зарядом ( $Q$ ), с кварковым составом
в

в

д
как протон, и нейтральную форму с кварковым составом
в

д

д
типа нейтрона, а также соответствующие античастицы антикваркового состава
в

в

д
и
в

д

д
соответственно. Поскольку они не содержат странных , очаровательных , нижних или верхних кварков, эти частицы не обладают странностью и т. д.

В таблице приведены только резонансы с изоспином = ⁠ 1/2 ⁠ . Для резонансов с изоспином = ⁠ 3/2 барионах статью ⁠ , см. о дельта- .

Нуклонные резонансы с I = ⁠ 1 / 2 ⁠
Символ	Дж ^П	значение ПДГ массовое Среднее ( МэВ / c ²)	Полная ширина (МэВ/ c ²)	Поул-позиция (действительная часть)	Поул-позиция (−2 × мнимая часть)	Общие распады (C _i /C > 50%)
Н(939) П ₁₁ ^{[Генеральный директор 3]}†	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	939	†	†	†	†
Н(1440) П ₁₁ ^{[Генеральный директор 4]} ( резонанс Ропера )	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	1440 (1420–1470)	300 (200–450)	1365 (1350–1380)	190 (160–220)	Н + п
Н(1520) Д ₁₃ ^{[Генеральный директор 5]}	⁠ 3 / 2 ⁠ ⁻	1520 (1515–1525)	115 (100–125)	1510 (1505–1515)	110 (105–120)	Н + п
Н(1535) С ₁₁ ^{[Генеральный директор 6]}	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁻	1535 (1525–1545)	150 (125–175)	1510 (1490–1530)	170 (90–250)	Н + п или Н + или
Н(1650) С ₁₁ ^{[Генеральный директор 7]}	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁻	1650 (1645–1670)	165 (145–185)	1665 (1640–1670)	165 (150–180)	Н + п
Н(1675) Д ₁₅ ^{[Генеральный директор 8]}	⁠ 5 / 2 ⁠ ⁻	1675 (1670–1680)	150 (135–165)	1660 (1655–1665)	135 (125–150)	Н + п + п или Д + п
Н(1680) Ф ₁₅ ^{[Генеральный директор 9]}	⁠ 5 / 2 ⁠ ⁺	1685 (1680–1690)	130 (120–140)	1675 (1665–1680)	120 (110–135)	Н + п
Н(1700) Д ₁₃ ^{[Генеральный директор 10]}	⁠ 3 / 2 ⁠ ⁻	1700 (1650–1750)	100 (50–150)	1680 (1630–1730)	100 (50–150)	Н + п + п
Н(1710) П ₁₁ ^{[Генеральный директор 11]}	⁠ 1 / 2 ⁠ ⁺	1710 (1680–1740)	100 (50–250)	1720 (1670–1770)	230 (80–380)	Н + п + п
Н(1720) П ₁₃ ^{[Генеральный директор 12]}	⁠ 3 / 2 ⁠ ⁺	1720 (1700–1750)	200 (150–300)	1675 (1660–1690)	115–275	Н + п + п или Н + р
Н(2190) Г ₁₇ ^{[Генеральный директор 13]}	⁠ 7 / 2 ⁠ ⁻	2190 (2100–2200)	500 (300–700)	2075 (2050–2100)	450 (400–520)	Н + п (10—20%)
Н(2220) Ч ₁₉ ^{[Генеральный директор 14]}	⁠ 9 / 2 ⁠ ⁺	2250 (2200–2300)	400 (350–500)	2170 (2130–2200)	480 (400–560)	Н + п (10—20%)
Н(2250) Г ₁₉ ^{[Генеральный директор 15]}	⁠ 9 / 2 ⁠ ⁻	2250 (2200–2350)	500 (230–800)	2200 (2150–2250)	450 (350–550)	Н + п (5—15%)

† Нуклон P ₁₁ (939) представляет собой возбужденное состояние нормального протона или нейтрона. Такая частица может быть стабильной, находясь в атомном ядре, например, в литии-6 . ^[7]

Классификация моделей кварков

В модели кварков с SU(2) ароматом два нуклона являются частью дублета основного состояния. В протоне содержится кварк uud , а в нейтроне — udd . В версии SU(3) они являются частью октета основного состояния ( 8 ) спина - ⁠ 1/2 ⁠ Восьмеричный как барионов , известный путь . Остальные члены этого октета — гиперонов. странный изотриплет
С ⁺
,
С ⁰
,
С ⁻
,
л
и странный изодуплет
Х ⁰
,
Х ⁻
. Можно расширить этот мультиплет в аромате SU(4) (с включением очаровательного кварка плета в основном состоянии ) до 20- или до аромата SU(6) (с включением верхнего и нижнего кварков ) до основного -состояние 56 -плет.

В статье об изоспине дано явное выражение волновых функций нуклона через собственные состояния аромата кварка.

Модели

Хотя известно, что нуклон состоит из трех кварков, по состоянию на 2006 г. ^[update], неизвестно, как решать уравнения движения квантовой хромодинамики . Таким образом, исследование низкоэнергетических свойств нуклона осуществляется с помощью моделей. Единственный доступный подход, основанный на первых принципах, - это попытаться решить уравнения КХД численно, используя решеточную КХД . Для этого нужны сложные алгоритмы и очень мощные суперкомпьютеры . Однако существует также несколько аналитических моделей:

Модели Скирмиона

Скирмион топологический моделирует нуклон как солитон в нелинейном поле SU(2) пионном . Топологическая устойчивость скирмиона интерпретируется как сохранение барионного числа , то есть нераспад нуклона. Локальная топологическая плотность числа витков отождествляется с локальной барионной плотностью числа нуклонов. Поскольку векторное поле изоспина пиона ориентировано в форме пространства ежа , модель легко разрешима, и поэтому ее иногда называют моделью ежа . Модель ежа способна предсказывать низкоэнергетические параметры, такие как масса нуклона, радиус и константа осевой связи , примерно до 30% экспериментальных значений.

MIT за моделью

Модель сумки MIT ^[8]^[9]^[10] ограничивает кварки и глюоны, взаимодействующие посредством квантовой хромодинамики , областью пространства, определяемой путем уравновешивания давления, оказываемого кварками и глюонами, с гипотетическим давлением, оказываемым вакуумом на все цветные квантовые поля. В простейшем приближении модели три невзаимодействующих кварка ограничиваются сферической полостью с граничным условием кварков , согласно которому векторный ток исчезает на границе. Невзаимодействующая трактовка кварков оправдывается обращением к идее асимптотической свободы , тогда как условие жесткой границы оправдывается конфайнментом кварков .

Математически модель отдаленно напоминает модель полости радара , где решения уравнения Дирака заменяют решения уравнений Максвелла , а граничное условие исчезающего векторного тока соответствует проводящим металлическим стенкам полости радара. Если радиус мешка установлен равным радиусу нуклона, модель мешка предсказывает массу нуклона, которая находится в пределах 30% от фактической массы.

Хотя базовая модель мешка не обеспечивает пион-опосредованного взаимодействия, она прекрасно описывает нуклон-нуклонные силы через механизм s -канала 6-кваркового мешка с использованием P -матрицы. ^[11]^[12]

Модель хиральной сумки

мешка Модель хирального ^[13]^[14] объединяет модель сумки MIT и модель Skyrmion . В этой модели в середине скирмиона пробивается отверстие и заменяется моделью сумки. Граничное условие обеспечивается требованием непрерывности аксиально-векторного тока через границу мешка.

Очень любопытно, что недостающая часть топологического числа обмотки (барионного числа) дыры, пробитой в скирмион, в точности восполняется ненулевым вакуумным математическим ожиданием (или спектральной асимметрией ) кварковых полей внутри мешка. По состоянию на 2017 год ^[update], этот замечательный компромисс между топологией и спектром оператора не имеет никакого обоснования или объяснения в математической теории гильбертовых пространств и их связи с геометрией .

Примечательны несколько других свойств хирального мешка: он обеспечивает лучшее соответствие свойствам низкоэнергетических нуклонов с точностью до 5–10%, и они почти полностью не зависят от радиуса хирального мешка, пока радиус меньше чем радиус нуклона. Эта независимость от радиуса называется принципом Чеширского кота . ^[15] , Льюиса Кэрролла исчез после того, как Чеширский кот превратившись в просто улыбку. Ожидается, что решение уравнений КХД из первых принципов продемонстрирует аналогичную двойственность кварк- мезонных описаний.

См. также

Сноски

^ Результирующие коэффициенты получаются суммированием зарядов составляющих: $Σ Q = ⁠ 2 / 3 ⁠ + ⁠ 2 / 3 ⁠ + (⁠- + 1 / 3 ⁠) = ⁠ 3/3 и ⁠ = +1$ для протона $Σ Q = ⁠ 2 / 3 ⁠ + (⁠- + 1 / 3 ⁠) + (⁠- + 1 / 3 ⁠) = ⁠ 0/3 = ⁠ 0 для$ нейтрона.

Ссылки

^ Перейти обратно: ^а ^б Гриффитс, Дэвид Дж. (2008). Введение в элементарные частицы (2-е исправленное изд.). ВИЛИ-ВЧ. ISBN 978-3-527-40601-2 .
^ Перкинс, Дональд Х. (1982). Введение в физику высоких энергий . Ридинг, Массачусетс: Эддисон Уэсли. стр. 201–202 . ISBN 978-0-201-05757-7 .
^ Кинкейд, Кэти (2 февраля 2015 г.). «Определение магнитных моментов ядерной материи» . Физика.орг. Архивировано из оригинала 2 мая 2015 года . Проверено 8 мая 2015 г.
^ Массам, Т; Мюллер, Т.; Ригини, Б.; Шнееганс, М.; Зичичи, А. (1965). «Экспериментальное наблюдение образования антидейтрона». Иль Нуово Чименто . 39 (1): 10–14. Бибкод : 1965NCimS..39...10M . дои : 10.1007/BF02814251 . S2CID 122952224 .
^ Дорфан, Д.Э.; Идс, Дж.; Ледерман, LM; Ли, В.; Тинг, CC (июнь 1965 г.). «Наблюдение антидейтронов». Физ. Преподобный Летт . 14 (24): 1003–1006. Бибкод : 1965PhRvL..14.1003D . дои : 10.1103/PhysRevLett.14.1003 .
^ Р. Арсенеску; и др. (2003). «Производство антигелия-3 в столкновениях свинца со свинцом при энергии 158 А ГэВ/ c » . Новый журнал физики . 5 (1): 1. Бибкод : 2003NJPh....5....1A . дои : 10.1088/1367-2630/5/1/301 .
^ «Литий-6. Краткое содержание соединения» . ПабХим . Национальная медицинская библиотека. Архивировано из оригинала 19 ноября 2021 г. Проверено 8 апреля 2021 г.
^ Чодос и др. «Новая расширенная модель адронов». Архивировано 30 декабря 2023 г. в Wayback Machine , Phys. Ред. Д 9, 3471 (1974).
^ Чодос и др. «Барионная структура в теории мешков». Архивировано 30 декабря 2023 г. в Wayback Machine , Phys. Ред. Д 10, 2599 (1974).
^ ДеГранд и др. «Массы и другие параметры легких адронов». Архивировано 30 декабря 2023 г. в Wayback Machine , Phys. Ред. Д 12, 2060 г. (1975 г.).
^ Яффе, РЛ ; Лоу, FE (1979). «Связь между собственными состояниями кварковой модели и рассеянием при низких энергиях». Физ. Преподобный Д. 19 (7): 2105. Бибкод : 1979PhRvD..19.2105J . дои : 10.1103/PhysRevD.19.2105 .
^ Ю; Симонов, А. (1981). «Модель кваркового соединения и P -матрица Яффе-Лоу». Буквы по физике Б. 107 (1–2): 1. Бибкод : 1981PhLB..107....1S . дои : 10.1016/0370-2693(81)91133-3 .
^ Браун, Джеральд Э .; Ро, Маннк (март 1979 г.). «Маленький мешочек». Буквы по физике Б. 82 (2): 177–180. Бибкод : 1979PhLB...82..177B . дои : 10.1016/0370-2693(79)90729-9 .
^ Вепстас, Л.; Джексон, AD; Гольдхабер, А.С. (1984). «Двухфазные модели барионов и киральный эффект Казимира». Буквы по физике Б. 140 (5–6): 280–284. Бибкод : 1984PhLB..140..280В . дои : 10.1016/0370-2693(84)90753-6 .
^ Вепстас, Л.; Джексон, AD (1990). «Оправдание хиральной сумки». Отчеты по физике . 187 (3): 109–143. Бибкод : 1990ФР...187..109В . дои : 10.1016/0370-1573(90)90056-8 .

Списки частиц

^ Перейти обратно: ^а ^б ^с Списки частиц –
п
Архивировано 27 января 2017 г. в Wayback Machine .
^ Перейти обратно: ^а ^б Списки частиц –
н
Архивировано 3 октября 2018 г. в Wayback Machine .
^ Списки частиц — Примечание о N- и дельта-резонансах. Архивировано 27 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1440). Архивировано 30 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1520). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1535). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1650). Архивировано 30 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1675). Архивировано 28 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1680). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1700). Архивировано 28 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1710). Архивировано 28 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(1720). Архивировано 30 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(2190). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(2220). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .
↑ Списки частиц — N(2250). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

Дальнейшее чтение

Томас, AW; Вайзе, В. (2001). Структура нуклона . Берлин, Германия: Wiley-WCH. ISBN 3-527-40297-7 .
Браун, GE; Джексон, AD (1976). Нуклон-нуклонное взаимодействие . Издательство Северной Голландии . ISBN 978-0-7204-0335-0 .
Накамура, Н.; Группа данных частиц ; и др. (2011). «Обзор физики элементарных частиц» . Журнал физики Г. 37 (7): 075021. Бибкод : 2010JPhG...37g5021N . дои : 10.1088/0954-3899/37/7A/075021 . hdl : 10481/34593 .

[coeffs-2] Результирующие коэффициенты получаются суммированием зарядов составляющих: $Σ Q = ⁠ 2 / 3 ⁠ + ⁠ 2 / 3 ⁠ + (⁠- + 1 / 3 ⁠) = ⁠ 3/3 и ⁠ = +1$ для протона $Σ Q = ⁠ 2 / 3 ⁠ + (⁠- + 1 / 3 ⁠) + (⁠- + 1 / 3 ⁠) = ⁠ 0/3 = ⁠ 0 для$ нейтрона.

[Griffiths2008-1] Перейти обратно: ^а ^б Гриффитс, Дэвид Дж. (2008). Введение в элементарные частицы (2-е исправленное изд.). ВИЛИ-ВЧ. ISBN 978-3-527-40601-2 .

[Perk-3] Перкинс, Дональд Х. (1982). Введение в физику высоких энергий . Ридинг, Массачусетс: Эддисон Уэсли. стр. 201–202 . ISBN 978-0-201-05757-7 .

[MagMom-4] Кинкейд, Кэти (2 февраля 2015 г.). «Определение магнитных моментов ядерной материи» . Физика.орг. Архивировано из оригинала 2 мая 2015 года . Проверено 8 мая 2015 г.

[5] Массам, Т; Мюллер, Т.; Ригини, Б.; Шнееганс, М.; Зичичи, А. (1965). «Экспериментальное наблюдение образования антидейтрона». Иль Нуово Чименто . 39 (1): 10–14. Бибкод : 1965NCimS..39...10M . дои : 10.1007/BF02814251 . S2CID 122952224 .

[6] Дорфан, Д.Э.; Идс, Дж.; Ледерман, LM; Ли, В.; Тинг, CC (июнь 1965 г.). «Наблюдение антидейтронов». Физ. Преподобный Летт . 14 (24): 1003–1006. Бибкод : 1965PhRvL..14.1003D . дои : 10.1103/PhysRevLett.14.1003 .

[7] Р. Арсенеску; и др. (2003). «Производство антигелия-3 в столкновениях свинца со свинцом при энергии 158 А ГэВ/ c » . Новый журнал физики . 5 (1): 1. Бибкод : 2003NJPh....5....1A . дои : 10.1088/1367-2630/5/1/301 .

[23] «Литий-6. Краткое содержание соединения» . ПабХим . Национальная медицинская библиотека. Архивировано из оригинала 19 ноября 2021 г. Проверено 8 апреля 2021 г.

[24] Чодос и др. «Новая расширенная модель адронов». Архивировано 30 декабря 2023 г. в Wayback Machine , Phys. Ред. Д 9, 3471 (1974).

[25] Чодос и др. «Барионная структура в теории мешков». Архивировано 30 декабря 2023 г. в Wayback Machine , Phys. Ред. Д 10, 2599 (1974).

[26] ДеГранд и др. «Массы и другие параметры легких адронов». Архивировано 30 декабря 2023 г. в Wayback Machine , Phys. Ред. Д 12, 2060 г. (1975 г.).

[27] Яффе, РЛ ; Лоу, FE (1979). «Связь между собственными состояниями кварковой модели и рассеянием при низких энергиях». Физ. Преподобный Д. 19 (7): 2105. Бибкод : 1979PhRvD..19.2105J . дои : 10.1103/PhysRevD.19.2105 .

[28] Ю; Симонов, А. (1981). «Модель кваркового соединения и P -матрица Яффе-Лоу». Буквы по физике Б. 107 (1–2): 1. Бибкод : 1981PhLB..107....1S . дои : 10.1016/0370-2693(81)91133-3 .

[29] Браун, Джеральд Э .; Ро, Маннк (март 1979 г.). «Маленький мешочек». Буквы по физике Б. 82 (2): 177–180. Бибкод : 1979PhLB...82..177B . дои : 10.1016/0370-2693(79)90729-9 .

[30] Вепстас, Л.; Джексон, AD; Гольдхабер, А.С. (1984). «Двухфазные модели барионов и киральный эффект Казимира». Буквы по физике Б. 140 (5–6): 280–284. Бибкод : 1984PhLB..140..280В . дои : 10.1016/0370-2693(84)90753-6 .

[31] Вепстас, Л.; Джексон, AD (1990). «Оправдание хиральной сумки». Отчеты по физике . 187 (3): 109–143. Бибкод : 1990ФР...187..109В . дои : 10.1016/0370-1573(90)90056-8 .

[PDGProton-8] Перейти обратно: ^а ^б ^с Списки частиц –
п
Архивировано 27 января 2017 г. в Wayback Machine .

[PDGNeutron-9] Перейти обратно: ^а ^б Списки частиц –
н
Архивировано 3 октября 2018 г. в Wayback Machine .

[PDGN939-10] Списки частиц — Примечание о N- и дельта-резонансах. Архивировано 27 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1440-11] Списки частиц — N(1440). Архивировано 30 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1520-12] Списки частиц — N(1520). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1535-13] Списки частиц — N(1535). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1650-14] Списки частиц — N(1650). Архивировано 30 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1675-15] Списки частиц — N(1675). Архивировано 28 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1680-16] Списки частиц — N(1680). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1700-17] Списки частиц — N(1700). Архивировано 28 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1710-18] Списки частиц — N(1710). Архивировано 28 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN1720-19] Списки частиц — N(1720). Архивировано 30 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN2190-20] Списки частиц — N(2190). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN2220-21] Списки частиц — N(2220). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[PDGN2250-22] Списки частиц — N(2250). Архивировано 29 марта 2021 г. в Wayback Machine .

[1]

[а]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[Генеральный директор 1]

[Генеральный директор 2]

[Генеральный директор 3]

[Генеральный директор 4]

[Генеральный директор 5]

[Генеральный директор 6]

[Генеральный директор 7]

[Генеральный директор 8]

[Генеральный директор 9]

[Генеральный директор 10]

[Генеральный директор 11]

[Генеральный директор 12]

[Генеральный директор 13]

[Генеральный директор 14]

[Генеральный директор 15]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]