Sähkömagneettinen vuorovaikutus

Sähkömagneettinen vuorovaikutus on yksi neljästä perusvuorovaikutuksesta . Sähkömagneettista vuorovaikutusta esiintyy hiukkasten välillä , joilla on sähkövaraus [1] . Nykyajan näkökulmasta sähkömagneettista vuorovaikutusta varautuneiden hiukkasten välillä ei tapahdu suoraan, vaan vain sähkömagneettisen kentän kautta.

Kvanttikenttäteorian [2] näkökulmasta sähkömagneettista vuorovaikutusta kuljettaa massaton bosoni , fotoni (hiukkanen, joka voidaan esittää sähkömagneettisen kentän kvanttiviritysnä). Fotonilla itsessään ei ole sähkövarausta, mutta se voi olla vuorovaikutuksessa muiden fotonien kanssa vaihtamalla virtuaalisia elektroni-positroniparia.

Perushiukkasista sähkömagneettiseen vuorovaikutukseen osallistuvat myös hiukkaset, joilla on sähkövaraus: kvarkit , elektronit , myonit ja tau-leptonit ( fermioneista ) sekä varautuneet W ± -bosonit . Muut vakiomallin perushiukkaset (kaiken tyyppiset neutriinot , Higgsin bosonit ja vuorovaikutuksen kantajat: mittari Z 0 -bosoni , fotoni, gluonit) ovat sähköisesti neutraaleja.

Sähkömagneettinen vuorovaikutus eroaa heikosta [3] ja voimakkaasta [4] vuorovaikutuksesta pitkän kantaman luonteeltaan - kahden varauksen välinen vuorovaikutusvoima pienenee vain etäisyyden toisena potenssina (katso: Coulombin laki ). Saman lain mukaan gravitaatiovuorovaikutus pienenee etäisyyden myötä . Varautuneiden hiukkasten sähkömagneettinen vuorovaikutus on paljon voimakkaampaa kuin gravitaatio, ja ainoa syy, miksi sähkömagneettinen vuorovaikutus ei ilmene suurella voimalla kosmisessa mittakaavassa, on aineen sähköinen neutraalisuus eli läsnäolo aineen jokaisella alueella. Universumi, jolla on suuri tarkkuus yhtä suurella määrällä positiivisia ja negatiivisia varauksia.

Klassisessa (ei-kvantti-) kehyksessä sähkömagneettista vuorovaikutusta kuvaa klassinen sähködynamiikka .

Ominaisuudet

Sähkömagneettiseen vuorovaikutukseen voivat osallistua vain esineet, joilla on sähkövaraus (mukaan lukien neutraalit yleensä, mutta jotka koostuvat varautuneista hiukkasista). Nämä ovat suurin osa tunnetuista perusalkuainehiukkasista , erityisesti kaikki kvarkit , kaikki varautuneet leptonit ( elektroni , myoni ja tau-leptoni ) , sekä varautuneita bosoneja W ± . Nykyaikaisten käsitteiden mukaan sähkömagneettinen vuorovaikutus tapahtuu sähkömagneettisen kentän kautta , jonka kvantit - fotonit - ovat sähkömagneettisen vuorovaikutuksen kantajia [5] .

Toisin kuin heikko ja vahva vuorovaikutus , sähkömagneettinen vuorovaikutus, kuten gravitaatio , on pitkän kantaman. Erityisesti liikkumattomien vastakkaisesti varautuneiden kappaleiden vetovoima putoaa suurilta etäisyyksiltä potenssilain mukaisesti - käänteisen neliön lain mukaan (katso Coulombin laki ). Sähkömagneettisten voimien pitkän kantaman toiminta johtuu siitä, että fotoneissa ei ole massaa tämän vuorovaikutuksen kantajina [5] .

Mikrokosmuksessa sähkömagneettisen vuorovaikutuksen intensiteettiä ( tehollista poikkileikkausta ) kuvaa hienorakennevakion arvo (CGSE:ssä):

\alpha ={\frac {e^{2}}{\hbar c}}\noin {\frac {1}{137}}

missä on alkeissähkövaraus , on Planckin vakio , on valon nopeus tyhjiössä . Ydinreaktioiden tasolla "voimakkuuden" suhteen sähkömagnetismi on väliasemassa vahvojen ja heikkojen vuorovaikutusten välillä . Sähkömagneettisen vuorovaikutuksen aiheuttamat tunnusomaiset vaimenemisajat ovat noin 10 −12 - 10 −20 s, kun ne ovat voimakkaassa vuorovaikutuksessa luokkaa 10 −23 s ja heikolla vuorovaikutuksella 10 3 − 10 −13 s. Esimerkkinä voidaan verrata 1 GeV:n energian fotonin ja pionin protonin sironnan poikkileikkausta vastaavaan kokonaisenergiaan massakeskusjärjestelmässä . Pionilla, jonka vuorovaikutus protonin kanssa johtuu voimakkaasta vuorovaikutuksesta, poikkileikkaus on 10 000 kertaa suurempi [5] . $e$ $\hbar$ $c$

Sähkömagneettinen vuorovaikutus säilyttää spatiaalisen pariteetin (ns. P - pariteetin), varauspariteetin (ns. C - pariteetin) sekä sellaiset kvanttiluvut kuin outo , viehätys , kauneus . Tämä erottaa sähkömagnetismin heikosta voimasta. Samaan aikaan, toisin kuin voimakas vuorovaikutus, sähkömagneettinen vuorovaikutus prosesseissa hadronien kanssa ei säilytä isotooppispiniä (se voi muuttua ±1 tai 0 fotonin emission mukana) ja rikkoo G -pariteettia [5] .

Säilyvyyslakien olemassaolo, jossa otetaan huomioon fotonien ominaisuudet, asettaa tiettyjä valintasääntöjä prosesseille, joihin liittyy sähkömagneettista vuorovaikutusta. Esimerkiksi koska fotonin spin on 1, säteilysiirtymät tilojen välillä, joiden kulmamomentti on nolla, ovat kiellettyjä . Tarve säilyttää varauspariteetti johtaa siihen, että järjestelmät, joissa on positiivinen varauspariteetti, hajoavat lähettämällä vain parillisen määrän fotoneja ja negatiivisella varauspariteetilla vain parittoman luvun. Erityisesti parapositronium hajoaa kahdeksi fotoniksi ja ortopositronium kolmeksi (katso positronium ) [5] .

Rooli luonnossa

Pitkän kantaman vuorovaikutuksen ansiosta sähkömagneettinen vuorovaikutus ilmenee havaittavasti sekä makroskooppisella että mikroskooppisella tasolla. Itse asiassa suurin osa klassisen mekaniikan fysikaalisista voimista - elastiset voimat , kitkavoimat , pintajännitysvoimat jne. - ovat luonteeltaan sähkömagneettisia [5] .

Sähkömagneettinen vuorovaikutus määrää suurimman osan makroskooppisten kappaleiden fysikaalisista ominaisuuksista ja erityisesti näiden ominaisuuksien muutoksen siirtymisen aikana aggregaatiotilasta toiseen. Sähkömagneettinen vuorovaikutus on kemiallisten muutosten taustalla . Myös sähköiset , magneettiset ja optiset ilmiöt pelkistyvät sähkömagneettiseksi vuorovaikutukseksi [5] .

Mikroskooppisella tasolla sähkömagneettinen vuorovaikutus (ottaen huomioon kvanttivaikutukset) määrittää atomien elektronikuorten rakenteen, molekyylien rakenteen sekä suuremmat molekyylikompleksit ja klusterit. Erityisesti alkuainesähkövarauksen suuruus määrää atomien koon ja sidosten pituuden molekyyleissä. Esimerkiksi Bohrin säde on , missä on sähkövakio , on Planckin vakio , on elektronin massa , on alkeissähkövaraus [5] . ${{4\pi \varepsilon _{0}\hbar ^{2}} \over {m_{e}e^{2}}}$ $\varepsilon_{0}$ $\hbar$ $minä$ $e$

Teoreettinen kuvaus

Klassinen sähködynamiikka

Useimmissa tapauksissa makroskooppiset sähkömagneettiset prosessit voidaan kuvata klassisen sähködynamiikan puitteissa vaaditulla tarkkuudella. Tässä tapauksessa vuorovaikutuksessa olevia esineitä pidetään joukkona aineellisia pisteitä , joille on ominaista massan lisäksi myös sähkövaraus . Samalla oletetaan, että vuorovaikutus tapahtuu sähkömagneettisen kentän avulla - erillinen ainetyyppi , joka tunkeutuu koko tilaan .

Sähköstaattinen

Sähköstatiikka tarkastelee liikkumattomien varautuneiden kappaleiden vuorovaikutusta. Sähköstaattisen peruslaki on Coulombin laki , joka määrittää suhteen kahden varautuneen materiaalipisteen veto-/hylkimisvoiman, niiden varauksen suuruuden ja niiden välisen etäisyyden välille. Matemaattisessa muodossa Coulombin lailla on muoto [6] :

{\vec F}_{{12}}=k{\frac {q_{1}q_{2}}{r_{{12}}^{3}}}{\vec r}_{{12}} ,

missä on voima , jolla hiukkanen 1 vaikuttaa hiukkaseen 2 ; joka riippuu käytetystä yksikköjärjestelmästä , CGS:ssä se on yhtä suuri kuin 1, SI :ssä : ${\vec F}_{{12}}$ $q_{{1,2}}$ ${\vec r}_{{12}}$ $r_{12}$ $k$

k={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}},

missä on sähkövakio . $\varepsilon_{0}$

Sähköstatiikan puitteissa pistevarauksen synnyttämän sähkökentän suuruus määräytyy lausekkeella [6] :

{\vec E}=k{\frac {q}{r^{3}}}{\vec r},

missä on sähkökentän voimakkuus tietyssä pisteessä, on tämän kentän luovan hiukkasen varaus, on sädevektori , joka on vedetty hiukkasen sijaintipisteestä pisteeseen, jossa kenttä määritetään ( on tämän vektorin moduuli). $\vec E$ $q$ ${\vec {r))$ $r$

Sähkökenttään sijoitettuun varautuneeseen hiukkaseen vaikuttava voima saadaan seuraavasti:

{\vec F}=q{\vec E},

missä on hiukkasen sähkövarauksen suuruus, on kaikkien hiukkasten (paitsi tarkasteltavana olevan hiukkasen) luomien sähkökenttien vahvuuksien vektorisumma siinä kohdassa, jossa hiukkanen sijaitsee [6] . $q$ $\vec E$

Jos varaus jakautuu tiettyyn tilavuuteen tiheydellä , niin sen luoma sähköstaattinen kenttä voidaan löytää sähköstaattisesta Gaussin lauseesta , jolla on seuraava muoto differentiaalimuodossa CGS-järjestelmässä [7] : $\rho ({\vec r})$

{\mathrm {div}}{\vec E}=4\pi \rho .

Polarisoituvan dielektrisen väliaineen läsnä ollessa vapaiden varausten synnyttämän sähkökentän suuruus muuttuu väliaineen muodostavien sitoutuneiden varausten vaikutuksesta. Tätä muutosta voidaan monissa tapauksissa karakterisoida ottamalla käyttöön väliaineen polarisaatiovektori ja sähköinen induktiovektori , jolloin seuraava suhde toteutuu [8] : ${\vec P}$ ${\vec D}.$

{\vec D}={\vec E}+4\pi {\vec P}.

Gaussin lause kirjoitetaan tässä tapauksessa [8] :

{\mathrm {div}}{\vec D}=4\pi \rho ,

missä on vain ilmaisten maksujen tiheys. $\rho$

Useimmissa tapauksissa tarkasteltavat kentät ovat paljon heikompia kuin atominsisäiset kentät, joten lineaarinen suhde polarisaatiovektorin ja sähkökentän voimakkuuden välillä tietyssä pisteessä on voimassa. Isotrooppisille väliaineille tämä tosiasia ilmaistaan matemaattisesti seuraavalla yhtälöllä [9] :

{\vec P}=\alpha {\vec E},

missä on kerroin , joka kuvaa tietyn dielektrin polarisoituvuutta tietyssä lämpötilassa ja paineessa . Samoin jännityksen ja induktion välinen lineaarinen suhde pätee [9] : $\alpha$

{\vec D}=\varepsilon {\vec E},

jossa kerrointa kutsutaan permittiivisyydeksi [9] . $\varepsilon=1+4\pi \alpha$

Kun otetaan huomioon polarisoituva väliaine, yllä olevat sähköstaattisen vuorovaikutusvoiman ja sähköstaattisen kentänvoimakkuuden kaavat ovat muotoa [10] :

{\vec F}_{{12}}=k{\frac {q_{1}q_{2}}{\varepsilon r_{{12}}^{3}}}{\vec r}_{{12 }},

{\vec E}=k{\frac {q}{\varepsilon r^{3}}}{\vec r}.

Magnetostatics

Magnetostatiikka tutkii sähkövirtojen vuorovaikutusta, jotka ovat suuruudeltaan vakioita ja avaruudessa liikkumattomia edustaen pohjimmiltaan varautuneiden hiukkasten virtaa. Magnetostatiikka perustuu Biot-Savart-Laplacen lakiin ja Ampèren lakiin . Biot-Savart-Laplacen lain avulla voit löytää pienen virtaelementin luoman magneettikentän suuruuden. Jos on olemassa lineaarinen virtaelementti , jonka virranvoimakkuuden pituus on yhtä suuri , se muodostaa ympäröivään tilaan magneettikentän, jonka induktio määräytyy lausekkeella [11] : ${\mathrm {d}}l,$ ${\mathcal {I}),$

{\vec ({\mathrm {d}}B}}=k^{{\prime }}{\mathcal {I}}{\frac {\left[{\vec ({\mathrm {d}}l} }\times {\vec r}\right]}{r^{3}}},

missä on sädevektori , joka on piirretty nykyisen elementin sijainnista siihen avaruuden pisteeseen, jossa magneettikenttä määräytyy ( on tämän sädevektorin moduuli), on vektori, jonka pituus on yhtä suuri ja suunta on sama kuin suunta virran määrä (olettaen, että virran suunnan määrää positiivisesti varautuneiden hiukkasten liike), on vakio yksikköjärjestelmän valinnasta riippuen: SI -järjestelmässä ( on magneettinen vakio ), CGS -järjestelmässä ( on valon nopeus tyhjiössä ). Tässä ja alla oleva symboli × hakasulkeissa tarkoittaa ristituloa . ${\vec {r))$ $r$ ${\vec {{\mathrm {d}}l}}$ ${\mathrm {d}}l,$ $\mathcal{I}$ $k^{{\prime }}$ $k^{{\prime }}=\mu _{0}/4\pi$ $\mu_{0}$ $k^{{\prime }}=1/c$ $c$

Ampèren laki määrittää sen voiman suuruuden, jolla magneettikenttä tietyssä pisteessä vaikuttaa virtaelementtiin [12] :

{\vec ({\mathrm {d}}F}}=k^{{\prime \prime }}{\mathcal {I}}\left[{\vec ({\mathrm {d}}l}}\ kertaa {\vec B}\right],

missä on magneettikentän suuruus tietyssä pisteessä, joka on yhtä suuri kuin kaikkien muiden virtojen luomien magneettikenttien vektorisumma, on kerroin, joka riippuu valitusta yksikköjärjestelmästä: SI-järjestelmässä se on yhtä, CGS-järjestelmässä - ( - valon nopeus tyhjiössä ). ${\vec {B}}$ $k^{{\prime \prime }}$ $k^{{\prime \prime }}=1/c$ $c$

Amperen laki on suora seuraus Lorentzin voiman magneettisen komponentin lausekkeesta - voimasta, jolla sähkömagneettinen kenttä vaikuttaa varautuneeseen hiukkaseen [13] :

{\vec F}=k^{{\prime \prime }}q\left[{\vec v}\times {\vec B}\right],

missä on hiukkasen varaus, on sen nopeus. $q$ ${\vec {v}}$

Biot-Savart-Laplacen laki voidaan kirjoittaa uudelleen muotoon virrantiheydelle [14] : $\vec j$

{\vec {{\mathrm {d}}B}}=k^{{\prime }}{\frac {\left[{\vec j}\times {\vec r}\right]}{r^{ 3}}}{\mathrm {d}}V,

missä on kentän luovan bulkkivirtaelementin tilavuus . Tästä Biot-Savart-Laplacen lain muodosta voidaan johtaa lause magneettisen induktion kierrosta , joka differentiaalimuodossa saa muodon [15] : ${\mathrm {d}}V$

{\mathrm {rot}}{\vec B}=4\pi k^{{\prime }}{\vec j}.

Magneettisen väliaineen (eli magnetisoitumiseen kykenevän väliaineen ) läsnäollessa sen vaikutukselle ovat ominaisia väliaineen magnetisoitumisen vektorit ja magneettikentän voimakkuus. Tässä tapauksessa yhteys on totta: ${\vec I}$ ${\vec H}.$

{\vec H}={\frac {{\vec B}}{\mu _{0}}}-{\vec I}

— SI-järjestelmässä [16] ,

{\vec H}={\vec B}-4\pi {\vec I}

— CGS-järjestelmässä [17] .

Lineaarisissa isotrooppisissa väliaineissa magnetisoinnin suuruuden ja käytetyn magneettikentän välillä pätee yksinkertainen suhde (fyysisesti olisi oikeampaa suhteuttaa magnetointi magneettisen induktion suuruuteen, mutta historiallisista syistä se on yleensä ilmaistuna magneettikentän voimakkuuksina - magnitudien välisen lineaarisen suhteen ja perustavanlaatuisen merkityksen vuoksi tällä ei ole väliä ) [18] [19] : ${\vec B},$ ${\vec {H}}$ ${\vec I}$

{\vec I}=\kappa {\vec H},

jossa kerrointa kutsutaan väliaineen magneettiseksi susceptibiliteetiksi . Usein ne toimivat myös magneettisen permeabiliteetin arvolla , joka määritellään seuraavasti: $\kappa$ $\mu ,$

\mu=1+\kappa

— SI-järjestelmässä [19] ,

\mu =1+4\pi \kappa

— CGS-järjestelmässä [18] .

Tässä tapauksessa seuraavat suhteet ovat voimassa:

{\vec B}=\mu \mu _{0}{\vec H}

— SI-järjestelmässä [19] ,

{\vec B}=\mu {\vec H}

— CGS-järjestelmässä [18] .

On huomattava, että ferromagneetit ovat pohjimmiltaan epälineaarisia väliaineita, erityisesti ne ovat hystereesiilmiön alaisia, ja siksi yllä esitetyt yksinkertaiset suhteet eivät päde niille.

Kiertoteoreema magneettisissa väliaineissa on seuraavanlainen [17] :

{\mathrm {rot}}{\vec H}=4\pi k^{{\prime }}{\vec j}.

Maxwellin yhtälöt

Kvanttielektrodynamiikka

Teorian historia

Sähkön ja magnetismin ajateltiin alun perin olevan kaksi erillistä voimaa. Tämä näkemys kuitenkin muuttui, kun vuonna 1873 julkaistiin James Maxwellin Traktaatti sähköstä ja magnetismista, joka osoitti, että positiivisten ja negatiivisten varausten vuorovaikutusta ohjasi yksi voima. Näillä vuorovaikutuksilla on neljä päävaikutusta, jotka on selvästi osoitettu kokeilla:

Sähkövaraukset houkuttelevat tai hylkivät toisiaan voimalla, joka on kääntäen verrannollinen niiden välisen etäisyyden neliöön: vastakkaiset varaukset vetävät puoleensa, kuten varaukset hylkivät.
Magneettiset navat (tai polarisaatiotilat eri pisteissä) vetävät puoleensa tai hylkivät toisiaan samalla tavalla ja tulevat aina pareittain: kutakin pohjoisnapaa ei ole olemassa erillään etelästä.
Johdon sähkövirta luo pyöreän magneettikentän langan ympärille, joka on suunnattu (myötäpäivään tai vastapäivään) virran määrästä riippuen.
Johdinsilmukassa indusoituu virta, kun sitä siirretään lähemmäksi tai kauemmaksi magneettikentästä tai magneettia siirretään lähemmäs tai kauemmaksi lankasilmukasta; virran suunta riippuu näiden liikkeiden suunnasta.

Valmistautuessaan luentoon illalla 21. huhtikuuta 1820 Hans Christian Oersted teki hämmästyttävän havainnon. Keräessään materiaalia hän huomasi, että kompassin neula poikkesi pohjoisesta magneettinapasta , kun hänen käyttämänsä akun sähkövirta kytkeytyi päälle ja pois. Tämä poikkeama johti hänet ajatukseen, että magneettikenttiä tulee joka puolelta johdinta, jonka läpi sähkövirta kulkee, aivan kuten valo ja lämpö etenevät avaruudessa, ja että kokemus osoittaa suoran yhteyden sähkön ja magnetismin välillä.

Löytöhetkellä Oersted ei tarjonnut tyydyttävää selitystä tälle ilmiölle eikä yrittänyt esittää ilmiötä matemaattisissa laskelmissa. Kolme kuukautta myöhemmin hän kuitenkin aloitti intensiivisemmän tutkimuksen. Pian sen jälkeen hän julkaisi tutkimuksensa tulokset osoittaen, että sähkövirta luo magneettikentän, kun se virtaa johtojen läpi. CGS - järjestelmässä sähkömagneettisen induktion yksikkö ( E ) nimettiin hänen panoksestaan sähkömagnetismin alalla.

Oerstedin tekemät johtopäätökset johtivat maailman tiedeyhteisön intensiiviseen sähködynamiikan tutkimukseen. Myös Dominique François Arago ajoi vuodelta 1820 , ja hän huomasi, että sähkövirtaa kuljettava lanka veti puoleensa rautaviilaa . Hän myös magnetoi ensimmäistä kertaa rauta- ja teräslangat asettamalla ne kuparilankojen keloihin, joiden läpi virta kulki. Hän onnistui myös magnetoimaan neulan asettamalla sen kelaan ja purkamalla Leyden-purkin kelan läpi. Aragosta riippumatta Davy löysi teräksen ja raudan magnetisoinnin virralla . Ensimmäiset kvantitatiiviset määritykset virran vaikutuksesta magneettiin samalla tavalla ovat peräisin vuodelta 1820 ja kuuluvat ranskalaisille tiedemiehille Jean-Baptiste Biotille ja Felix Savardille [20] . Oerstedin kokeet vaikuttivat myös ranskalaiseen fyysikkoon Andre-Marie Ampèreen , joka esitti johtimen ja virran välisen sähkömagneettisen kuvion matemaattisessa muodossa. Oerstedin löytö on myös tärkeä askel kohti yhtenäistä kenttäkonseptia.

Tämä yhtenäisyys, jonka Michael Faraday löysi , James Maxwell täydensi ja Oliver Heaviside ja Heinrich Hertz jalostivat , on yksi 1800-luvun matemaattisen fysiikan tärkeimmistä kehityksestä . Tällä löydöllä oli kauaskantoisia seurauksia, joista yksi oli valon luonteen ymmärtäminen . Valo ja muut sähkömagneettiset aallot ovat kvantisoituja itseään eteneviä värähteleviä sähkömagneettisia kenttiä, joita kutsutaan fotoneiksi . Erilaiset värähtelytaajuudet johtavat erilaisiin sähkömagneettisen säteilyn muotoihin, alhaisten taajuuksien radioaalloista keskitaajuisten näkyvään valoon ja korkeiden taajuuksien gammasäteisiin .

Oersted ei ollut ainoa henkilö, joka löysi yhteyden sähkön ja magnetismin välillä. Vuonna 1802 italialainen oikeustutkija Giovanni Domenico Romagnosi poikkesi magneettisen neulan sähköstaattisilla purkauksilla. Mutta itse asiassa Romagnosin tutkimuksissa galvaanista kennoa ei käytetty eikä tasavirtaa sellaisenaan ollut. Selostus löydöstä julkaistiin vuonna 1802 italialaisessa sanomalehdessä, mutta sen ajan tiedeyhteisö tuskin huomannut sitä [21] .

Katso myös

Muistiinpanot

↑ Sähkömagneettista vuorovaikutusta esiintyy myös niiden hiukkasten välillä, jotka ovat kokonaisuutena sähköisesti neutraaleja (eli joiden kokonaissähkövaraus on nolla), mutta jotka sisältävät varauksen kantavia ainesosia, joten vuorovaikutus ei vähene nollaan, vaikka se pienenee nopeasti etäisyyden myötä. Esimerkiksi neutroni on neutraali hiukkanen, mutta se sisältää koostumuksessaan varautuneita kvarkeja ja osallistuu siksi sähkömagneettiseen vuorovaikutukseen (erityisesti sillä on nollasta poikkeava magneettinen momentti ).
↑ Kvanttikenttäteorian osaa, joka kuvaa sähkömagneettista vuorovaikutusta, kutsutaan kvanttielektrodynamiikaksi . Tämä on esimerkillinen, parhaiten kehittynyt ja laskelmoitavissa oleva osa kvanttikenttäteoriasta ja yleisesti ottaen yksi menestyneimmistä ja tarkimmista - kokeellisessa vahvistuksessa - teoreettisen fysiikan osa-alueista.
↑ Heikko vuorovaikutus vähenee nopeasti johtuen sen kantajien - vektorin W- ja Z-bosonien - massiivisuudesta .
↑ Kvarkkien välinen voimakas vuorovaikutus vähenee etäisyyden myötä vielä paljon hitaammin, tai pikemminkin ilmeisesti sen vahvuus ei vähene etäisyyden myötä ollenkaan; kuitenkin kaikki tunnetut vapaassa tilassa havaitut hiukkaset ovat neutraaleja "vahvan varauksen" - värin - suhteen, koska ne joko eivät sisällä kvarkkeja ollenkaan tai sisältävät useita kvarkkeja, joiden värien summa on nolla, siksi vahvan vuorovaikutuksen pääkentässä - gluonikenttä - on keskittynyt "värillisten" kvarkkien väliin - komposiittihiukkasen sisään, ja sen "jäännösosa", joka etenee ulospäin, on hyvin pieni ja putoaa nopeasti.
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 A. A. Komar, A. I. Lebedev. Sähkömagneettinen vuorovaikutus // Physical Encyclopedia : [5 osana] / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1999. - V. 5: Stroboskooppiset laitteet - Kirkkaus. - S. 540-542. — 692 s. - 20 000 kappaletta. — ISBN 5-85270-101-7 .
↑ 1 2 3 Sivukhin D. V. § 3. Coulombin laki. Sähköstaattisten kenttien superpositioperiaate // Fysiikan yleinen kurssi. - M . : Nauka , 1977. - T. III. Sähkö. - S. 20. - 688 s.
↑ Sivukhin D. V. § 7. Sähköstaattisen Gaussin lauseen differentiaalimuoto // Fysiikan yleinen kurssi. - M . : Nauka , 1977. - T. III. Sähkö. - S. 41. - 688 s.
↑ 1 2 Sivukhin DV § 13. Gaussin lause dielektrikolle // Fysiikan yleinen kurssi. - M . : Nauka , 1977. - T. III. Sähkö. - S. 60. - 688 s.
↑ 1 2 3 Sivukhin DV § 15. Polarisoituvuus ja dielektrinen polarisaatio // Fysiikan yleinen kurssi. - M . : Nauka , 1977. - T. III. Sähkö. - S. 66-67. — 688 s.
↑ Saveljev I. V. § 18. Varaukseen vaikuttavat voimat dielektrissä // Yleisen fysiikan kurssi. - M . : Nauka , 1970. - T. II. Sähkö. - S. 73. - 439 s.
↑ Saveljev I. V. § 40. Biot-Savart laki. Liikkuvan varauksen kenttä // Yleisen fysiikan kurssi. - M . : Nauka , 1970. - T. II. Sähkö. - S. 128-130. — 439 s.
↑ Saveljev I. V. § 46. Magneettikentän virtaan vaikuttava voima. Ampèren laki // Yleisen fysiikan kurssi. - M . : Nauka , 1970. - T. II. Sähkö. - S. 156-157. — 439 s.
↑ Saveljev I. V. § 47. Lorentzin voima // Yleisen fysiikan kurssi. - M . : Nauka , 1970. - T. II. Sähkö. - S. 158-159. — 439 s.
↑ Sivukhin D. V. § 50. Tasaisesti liikkuvan varauksen magneettikenttä. Biotin ja Savartin laki // Fysiikan yleinen kurssi. — M .. - T. III. Sähkö. - S. 220.
↑ Sivukhin D. V. § 56. Kiertolauseen differentiaalimuoto // Fysiikan yleinen kurssi. — M .. - T. III. Sähkö. - S. 239.
↑ Saveljev I. V. § 44. Magneettien kentän kuvaus // Yleisen fysiikan kurssi. - M . : Nauka , 1970. - T. II. Sähkö. - S. 145. - 439 s.
↑ 1 2 Sivukhin D. V. § 59. Lause magneettikentän kiertämisestä aineessa // Fysiikan yleinen kurssi. — M .. - T. III. Sähkö. - S. 253.
↑ 1 2 3 Sivukhin DV § 61. Magneettinen suskeptiibiliteetti ja magneettinen permeabiliteetti // Fysiikan yleinen kurssi. — M .. - T. III. Sähkö. - S. 256.
↑ 1 2 3 Saveljev I. V. § 44. Magneettien kentän kuvaus // Yleisen fysiikan kurssi. - M . : Nauka , 1970. - T. II. Sähkö. - S. 147-148. — 439 s.
↑ Sähkömagnetismi // Encyclopedic Dictionary of Brockhaus and Efron : 86 nidettä (82 osaa ja 4 lisäosaa). - Pietari. , 1890-1907.
↑ Martins , Roberto de Andrade. Romagnosi ja Volta's Pile: Early Difficulties in Interpretation of Voltaic Electricity // Nuova Voltiana: Studies on Volta and his Times (est.) / Fabio Bevilacqua ja Lucio Fregonese (toim.). — Università degli Studi di Pavia. - T. voi. 3. - S. 81-102.

Kirjallisuus

Baumgart K. K. Sähkömagnetismi // Encyclopedic Dictionary of Brockhaus and Efron : 86 osassa (82 osaa ja 4 lisäosaa). - Pietari. , 1890-1907.
Landau L. D., Lifshits E. M. Teoreettisen fysiikan lyhyt kurssi . 2 osana - M . : Nauka, 1972. - T. II. Kvanttimekaniikka. — 368 s.

Perusvuorovaikutukset
Vahva vuorovaikutus Heikko vuorovaikutus Sähkömagneettinen vuorovaikutus Gravitaatiovuorovaikutus