Experimentos para comprobar la precisión de QED

Los experimentos para probar la precisión de QED dan testimonio de uno de los mejores acuerdos en física entre la electrodinámica cuántica y los datos experimentales.

Las pruebas más precisas y específicas de QED involucran mediciones de la constante de estructura fina electromagnética , en varios sistemas físicos. La consistencia de estas medidas confirma la teoría. $\alfa$

La prueba de una teoría generalmente se realiza comparando los resultados experimentales con las predicciones teóricas. Hay una sutileza en esta comparación en QED, ya que las predicciones teóricas requieren como entrada un valor extremadamente preciso de , que solo se puede obtener de otro experimento QED preciso. Debido a esto, las comparaciones entre teoría y experimento se citan comúnmente como definiciones independientes . Luego, la QED se confirma en la medida en que estas mediciones de diferentes fuentes físicas concuerden entre sí. $\alfa$ $\alfa$ $\alfa$

La concordancia encontrada de esta manera se basa en una comparación del momento magnético anómalo del electrón y la constante de Rydberg a partir de las mediciones del retroceso del átomo, como se describe a continuación , con una precisión de diez partes por mil millones (10 −8 ). Esto convierte a QED en una de las teorías físicas más precisas construidas hasta el momento.

Además de estas mediciones independientes de la constante de estructura fina, se han probado muchas otras predicciones QED.

Métodos para medir la constante de estructura fina

Se han llevado a cabo experimentos de precisión para probar QED a bajas energías en física atómica , experimentos de alta energía en colisionadores y en sólidos . El valor se obtiene en cada uno de estos experimentos ajustando la medida experimental a una expresión teórica (incluidas las correcciones radiativas - correcciones de orden superior en la serie de perturbaciones) que se incluye como parámetro. La incertidumbre en el valor derivado incluye tanto incertidumbres experimentales como teóricas. Por lo tanto, este programa requiere tanto mediciones precisas como cálculos teóricos con alta precisión. A menos que se indique lo contrario, todos los resultados a continuación se tomaron de [1] . $\alfa$ $\alfa$ $\alfa$

Medidas de baja energía

Momentos magnéticos anómalos

La estimación más precisa se obtuvo midiendo el momento magnético anómalo o el factor g g (pronunciado "g menos 2") de un electrón [2] . Para obtener esta estimación se deben realizar dos tareas: $\alfa$

Medición precisa del momento magnético anómalo.
El cálculo teórico exacto del momento magnético anómalo basado en . $\alfa$

A partir de febrero de 2007, la mejor medición del momento dipolar magnético anómalo de un electrón fue realizada por el grupo de Gerald Gabriels en la Universidad de Harvard utilizando un solo electrón atrapado en una trampa de Penning [3] .

La diferencia entre la frecuencia de ciclotrón de un electrón y la frecuencia de precesión de su espín en un campo magnético es proporcional a g -2. Una medición de precisión extremadamente alta de las energías cuantificadas de las órbitas del ciclotrón, o " niveles de Landau " de un electrón, en comparación con las energías cuantificadas de las dos posibles orientaciones de espín de los electrones , da un valor para el factor "g" de espín del electrón :

g /2 = 1,00115965218085 ± (76) ,

la precisión es mayor que una parte en un billón. (Los números entre paréntesis indican la desviación estándar en los últimos dígitos de medición enumerados).

El cálculo teórico moderno moderno del momento dipolar magnético anómalo de un electrón incluye diagramas QED con hasta cuatro bucles. La combinación de estos métodos teóricos con la medida experimental de g da el valor más exacto [4] : $\alfa$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137.035999070 | (98)}

la precisión es mayor que una parte en mil millones. Esta incertidumbre es diez veces menor que la del método competidor más cercano, que incluye mediciones del retroceso de los átomos.

También se puede derivar una estimación del valor del momento magnético anómalo del muón . El factor "g" del muón se deriva utilizando el mismo principio físico que para el electrón anterior, a saber, que la diferencia entre la frecuencia del ciclotrón y la frecuencia de precesión de espín en un campo magnético es proporcional a "g"-2. La medición más precisa la realiza el Laboratorio Nacional de Brookhaven en el experimento de muones [5] , en el que los muones polarizados se almacenan en un ciclotrón y su orientación de espín se mide por la dirección de sus electrones de desintegración. En febrero de 2007, el coeficiente de medición "g" de muón promedio mundial actual es [6] : $\alfa$

g /2 = 1,0011659208 ± (6) ,

la precisión es mayor que una parte en mil millones. La diferencia entre los factores "g" del muón y el electrón se debe a su diferencia de masa. Debido a la mayor masa del muón, la contribución al cálculo teórico de su momento magnético anómalo del modelo estándar de interacciones débiles y las contribuciones que involucran a los hadrones son importantes en el nivel actual de precisión, mientras que estos efectos no son importantes para el electrón. . El momento magnético anómalo del muón también es sensible a las contribuciones de la nueva física más allá del modelo estándar , como la supersimetría . Por esta razón, el momento magnético anómalo del muón suele utilizarse como sonda para la nueva física más allá del modelo estándar, en lugar de como una prueba QED [7] . Ver muon "g"-2 para conocer los esfuerzos en curso para refinar las mediciones.

Medidas de retroceso atómico

Este es un método de medición indirecto basado en mediciones de las masas de un electrón, ciertos átomos y la constante de Rydberg . La constante de Rydberg se conoce con una precisión de siete partes por billón . La masa del electrón en relación con la masa de los átomos de cesio y rubidio también se conoce con una precisión extremadamente alta. Si la masa del electrón se puede medir con una precisión suficientemente alta, entonces se puede encontrar a partir de la constante de Rydberg de acuerdo con $\alfa$ $\alfa$

R_{\infty }={\frac {\alpha ^{2}m_{\text{e}}c}{4\pi \hbar }}.

Para obtener la masa de un electrón, este método en realidad mide la masa de un átomo de rubidio Rb 87 midiendo la tasa de retroceso del átomo después de que emite un fotón de longitud de onda conocida en una transición atómica. Combinando esto con la relación de un electrón a un átomo de 87 Rb, el resultado es [8] : $\alfa$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,03599878 (91)}

Debido a que esta medición es la siguiente en precisión a la medición del momento magnético anómalo de electrones descrito anteriormente, su comparación proporciona la prueba QED más estricta que pasa con gran éxito: el valor obtenido aquí está dentro de una desviación estándar del encontrado del dipolo magnético anómalo. momento del electrón, que es diez partes en un billón. $\alfa$ $\alfa$

La longitud de onda Compton del neutrón

Este método de medición es, en principio, muy similar al método de retroceso atómico. En este caso, se utiliza la relación de masa electrón a neutrón exactamente conocida . La masa de un neutrón se mide con gran precisión mediante una medición muy precisa de su longitud de onda Compton . Esto luego se combina con el valor de la constante de Rydberg para extraer . El resultado es, $\alfa$ $\alfa$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137.0360101 (54).}

División hiperfina

La división hiperfina es una división en los niveles de energía de un átomo , causada por la interacción entre el momento magnético del núcleo y el giro combinado y el momento magnético orbital del electrón. La división hiperfina en hidrógeno , medida con un máser de hidrógeno Ramsey , se conoce con gran precisión. Desafortunadamente, la influencia de la estructura interna del protón limita la precisión con la que se puede predecir teóricamente la división. Esto lleva al hecho de que el valor extraído está dominado por la incertidumbre teórica: $\alfa$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,0360 (3).}

La división hiperfina en el muonio , un "átomo" compuesto por un electrón y un antimuón, proporciona una medición más precisa porque el muón no tiene estructura interna: $\alfa$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,035994 (18)}

. Cambio de cordero

El cambio Lamb es una pequeña diferencia en las energías de los niveles de energía 2 S 1/2 y 2 P 1/2 del átomo de hidrógeno , que surge de una corrección de primer orden en la electrodinámica cuántica. El cambio Lamb es proporcional a , y medirlo da el valor extraído: ${\ estilo de visualización \ alfa ^ {5}}$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,0368 (7).}

Positronio

El positronio es un "átomo" formado por un electrón y un positrón . Si bien el cálculo de los niveles de energía del hidrógeno ordinario está plagado de incertidumbres teóricas sobre la estructura interna del protón, las partículas que componen el positronio no tienen estructura interna, por lo que se pueden realizar cálculos teóricos precisos. Medición de la división entre 2 3 S 1 y 1 3 S 1 niveles de energía de las emisiones de positronio

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,034 (16)}

Las mediciones también se pueden extraer de la tasa de descomposición del positronio. El positronio se desintegra mediante la aniquilación de un electrón y un positrón en dos o más fotones de rayos gamma . La tasa de descomposición de un singlete ("para-positronio") 1 S 0 da: $\alfa$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,00 (6)}

y la tasa de decaimiento del estado triplete ("orto-positronio") 3 S 1 da:

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 136,971 (6)}

Este último resultado es la única discrepancia importante entre los números dados aquí, pero hay alguna evidencia de que las correcciones cuánticas no computables de orden superior dan una corrección mayor al valor dado aquí.

Procesos QED de alta energía

La medición de las secciones transversales efectivas de reacciones QED de orden superior a altas energías en colisionadores de electrones y positrones hace posible determinar . Para comparar el valor extraído con resultados de baja potencia, se deben tener en cuenta los efectos QED de orden superior, incluida la variación debida a la polarización del vacío . Estos experimentos generalmente solo logran una precisión porcentual, pero sus resultados son consistentes con las mediciones precisas disponibles a energías más bajas. $\alfa$ $\alfa$ $\alfa$

La sección efectiva para da: $e^{+}e^{-}\to e^{+}e^{-}e^{+}e^{-}$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 136,5 (2,7)}

y la sección efectiva para da: $e^{+}e^{-}\toe^{+}e^{-}\mu ^{+}\mu ^{-}$

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 139,9 (1,2)}

Sistemas de Materia Condensada

El efecto Hall cuántico y el efecto Josephson para corriente alterna son fenómenos exóticos de interferencia cuántica en sistemas de estado condensado. Estos dos efectos proporcionan un estándar de resistencia eléctrica y un estándar de frecuencia, respectivamente, que miden la carga del electrón con correcciones que son estrictamente cero para sistemas macroscópicos [9] .

El efecto Hall cuántico da:

' ,

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,0359979 (32)}

Efecto Josephson para corriente alterna:

{\ estilo de visualización \ alfa ^ {-1} = 137,0359770 (77)}

Otras formas

QED predice que un fotón es una partícula sin masa . Varias pruebas altamente sensibles han demostrado que la masa de un fotón es cero o extremadamente pequeña. Un tipo de estas pruebas, por ejemplo, funciona probando la ley de Coulomb con alta precisión, ya que la masa del fotón sería distinta de cero si se cambiara la ley de Coulomb.
QED predice que cuando los electrones se acercan mucho, se comportan como si tuvieran una carga eléctrica más alta debido a la polarización del vacío . Esta predicción fue experimental.

confirmado en 1997 utilizando el acelerador de partículas TRISTAN en Japón [10] .

Los efectos QED, como la polarización del vacío y la autoenergía , afectan a los electrones unidos al núcleo en un átomo pesado debido a los campos electromagnéticos extremos. Un experimento reciente sobre la división hiperfina del estado fundamental en iones 209 Bi 80+ y 209 Bi 82+ reveló una desviación de la teoría en más de 7 incertidumbres estándar [11] . Los indicios muestran que esta desviación puede tener su origen en un valor erróneo del momento magnético nuclear del 209 Bi [12] .

Véase también

Vacío QED
Experimento de Eötvös otra prueba de gravedad muy precisa

Notas

↑ ME Peskin y DV Schroeder, Introducción a la teoría cuántica de campos (Westview, 1995), p. 198.
↑ In Search of Alpha , New Scientist, 9 de septiembre de 2006, p. 40-43.
↑ B. Odom, D. Hanneke, B. D'Urso y G. Gabrielse, Nueva medición del momento magnético electrónico mediante un ciclotrón cuántico de un electrón, Phys. Rvdo. Letón. 97, 030801 (2006).
↑ G. Gabrielse, D. Hanneke, T. Kinoshita, M. Nio y B. Odom, New Determination of the Fine Structure Constant from the Electron g Value and QED, Phys. Rvdo. Letón. 97, 030802 (2006), Fe de erratas, Phys. Rvdo. Letón. 99, 039902 (2007).
↑ Resumen gráfico del experimento Brookhaven muon g ?2, [1] .
↑ Página de inicio del experimento Muon g?2, [2] .
↑ K. Hagiwara, AD Martin , Daisuke Nomura y T. Teubner, Predicciones mejoradas para g?2 del muón y ? QED (M Z 2 ) , Phys. Lett. B649, 173 (2007), hep-ph/0611102 .
↑ Pierre Clade, Estefania de Mirandes, Malo Cadoret, Saida Guellati-Khelifa, Catherine Schwob, Francois Nez, Lucile Julien y Francois Biraben, Determinación de la constante de estructura fina basada en oscilaciones de Bloch de átomos ultrafríos en una red óptica vertical, Phys. Rvdo. Letón. 96, 033001 (2006).
↑ ME Cage, et al., "Determinación NBS de la constante de estructura fina y de la resistencia Hall cuantificada y el cociente de frecuencia a voltaje de Josephson en unidades SI" 38(2) IEEE TRANSACTIONS ON INSTRUMENTATION AND MEDIDURE 284-289 ( 1989) DOI: 10.1109/19.192289 PDF (último acceso 10 de marzo de 2021).
↑ Levine, I.; Colaboración TOPACIO (1997). “Medición del Acoplamiento Electromagnético en Gran Transferencia de Momento”. Cartas de revisión física . 78 (3): 424-427. Código Bib : 1997PhRvL..78..424L . DOI : 10.1103/PhysRevLett.78.424 .
↑ Ullmann, J.; Colaboración LIBELLE (2017). "Las mediciones hiperfinas de alta precisión en Bismuth desafían el QED de campo fuerte de estado ligado" . Comunicaciones de la Naturaleza . 8 : 15484. Código Bib : 2017NatCo...815484U . DOI : 10.1038/ncomms15484 . PMC 5440849 . PMID28508892 ._ _
↑ Skripnikov, L.; et al. (2018). “Nuevo Momento Magnético Nuclear de Bi-209: Resolviendo el Enigma Hiperfino del Bismuto”. Cartas de revisión física . 120 (9): 093001. arXiv : 1803.02584 . Código Bib : 2018PhRvL.120i3001S . DOI : 10.1103/PhysRevLett.120.093001 . PMID29547322 ._ _