En la teoría cuántica de campos , y específicamente en la electrodinámica cuántica , la polarización del vacío describe un proceso en el que un campo electromagnético de fondo produce pares virtuales electrón - positrón que cambian la distribución de cargas y corrientes que generaron el campo electromagnético original. A veces también se la denomina energía propia del bosón de gauge ( fotón ).
Después de que los avances en los equipos de radar para la Segunda Guerra Mundial dieran como resultado una mayor precisión en la medición de los niveles de energía del átomo de hidrógeno, Isidor Rabi realizó mediciones del desplazamiento de Lamb y del momento dipolar magnético anómalo del electrón. Estos efectos correspondían a la desviación del valor −2 para el factor g del electrón espectroscópico que se predice mediante la ecuación de Dirac . Más tarde, Hans Bethe [1] calculó teóricamente esos desplazamientos en los niveles de energía del hidrógeno debidos a la polarización del vacío en su viaje de regreso en tren desde la Conferencia de Shelter Island a Cornell.
Desde entonces, los efectos de la polarización del vacío se han observado de forma rutinaria y experimental como efectos de fondo muy bien comprendidos. La polarización del vacío, a la que nos referiremos más adelante como la contribución de un bucle, se produce con leptones (pares electrón-positrón) o quarks. El primero (leptones) se observó por primera vez en la década de 1940, pero también se observó más recientemente en 1997 utilizando el acelerador de partículas TRISTAN en Japón [2] , el segundo (quarks) se observó junto con múltiples contribuciones de bucles de quarks y gluones desde principios de la década de 1970 hasta mediados de la década de 1990 utilizando el acelerador de partículas VEPP-2M en el Instituto Budker de Física Nuclear en Siberia , Rusia y muchos otros laboratorios de aceleradores en todo el mundo [3] .
La polarización del vacío fue discutida por primera vez en artículos de Paul Dirac [4] y Werner Heisenberg [5] en 1934. Los efectos de la polarización del vacío fueron calculados hasta el primer orden en la constante de acoplamiento por Robert Serber [6] y Edwin Albrecht Uehling [7] en 1935. [8]
Según la teoría cuántica de campos , el vacío entre partículas en interacción no es simplemente un espacio vacío, sino que contiene pares de partículas y antipartículas virtuales de corta duración ( leptones o quarks y gluones ). Estos pares de corta duración se denominan burbujas de vacío . Se puede demostrar que no tienen un impacto mensurable en ningún proceso. [9] [nb 1]
Los pares de partículas virtuales y antipartículas también pueden aparecer a medida que se propaga un fotón. [10] En este caso, el efecto sobre otros procesos es medible . La contribución de un bucle de un par fermión-antifermión a la polarización del vacío se representa mediante el siguiente diagrama:
Estos pares partícula-antipartícula llevan varios tipos de cargas, como carga de color si están sujetos a cromodinámica cuántica como quarks o gluones , o la carga electromagnética más familiar si son leptones o quarks cargados eléctricamente , el leptón cargado más familiar es el electrón y dado que es el más ligero en masa , el más numeroso debido al principio de incertidumbre energía-tiempo como se mencionó anteriormente; por ejemplo, pares virtuales electrón-positrón. Tales pares cargados actúan como un dipolo eléctrico . En presencia de un campo eléctrico, por ejemplo, el campo electromagnético alrededor de un electrón, estos pares partícula-antipartícula se reposicionan, contrarrestando así parcialmente el campo (un efecto de apantallamiento parcial, un efecto dieléctrico ). Por lo tanto, el campo será más débil de lo que se esperaría si el vacío estuviera completamente vacío. Esta reorientación de los pares partícula-antipartícula de vida corta se conoce como polarización del vacío .
Los campos eléctricos y magnéticos extremadamente fuertes provocan una excitación de pares electrón-positrón. Las ecuaciones de Maxwell son el límite clásico de la electrodinámica cuántica que no puede describirse mediante ninguna teoría clásica. Una carga puntual debe modificarse a distancias extremadamente pequeñas, menores que la longitud de onda reducida de Compton ( ). Para el orden más bajo en la constante de estructura fina , , el resultado de QED para el potencial electrostático de una carga puntual es: [11]
Esto puede entenderse como un apantallamiento de una carga puntual por un medio con una permitividad dieléctrica, por lo que se utiliza el término polarización de vacío. Cuando se observa desde distancias mucho mayores que , la carga se renormaliza al valor finito . Véase también el potencial de Uehling .
Los efectos de la polarización del vacío se vuelven significativos cuando el campo externo se aproxima al límite de Schwinger , que es:
Estos efectos rompen la linealidad de las ecuaciones de Maxwell y, por lo tanto, rompen el principio de superposición . El resultado de la electrodinámica cuántica para campos que varían lentamente se puede escribir en relaciones no lineales para el vacío. En el orden más bajo , la producción de pares virtuales genera una polarización y magnetización del vacío dadas por:
Hasta 2019, [update]esta polarización y magnetización no se ha medido directamente.
La polarización del vacío se cuantifica mediante el tensor de polarización del vacío Π μν ( p ) que describe el efecto dieléctrico como una función del cuatrimomento p transportado por el fotón. Por tanto, la polarización del vacío depende de la transferencia de momento, o en otras palabras, la constante eléctrica depende de la escala. En particular, para el electromagnetismo podemos escribir la constante de estructura fina como una cantidad dependiente de la transferencia de momento efectiva; hasta el primer orden en las correcciones, tenemos donde Π μν ( p ) = ( p 2 g μν − p μ p ν ) Π( p 2 ) y el subíndice 2 denota la corrección de orden principal e 2 . La estructura tensorial de Π μν ( p ) está fijada por la identidad de Ward .
También se ha informado sobre la polarización del vacío que afecta las interacciones de espín basándose en datos experimentales y también se ha tratado teóricamente en la cromodinámica cuántica , como por ejemplo al considerar la estructura de espín del hadrón .
![{\displaystyle \phi (r)={\frac {q}{4\pi \epsilon _{0}r}}\times {\begin{cases}1-{\frac {2\alpha }{3\pi }}\ln \left({\frac {r}{{\bar {\lambda }}_{\text{c}}}}\right)&r\ll {\bar {\lambda }}_{\text{c}}\\[2pt]1+{\frac {\alpha }{4{\sqrt {\pi }}}}\left({\frac {r}{{\bar {\lambda }}_{\text{c}}}}\right)^{-3/2}e^{-2r/{\bar {\lambda }}_{\text{c}}}&r\gg {\bar {\lambda }}_{\text{c}}\end{cases}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fd51ab707976d40192314112415f54912a5d9a02)
![{\displaystyle \alpha _{\text{eff}}(p^{2})={\frac {\alpha }{1-[\Pi _{2}(p^{2})-\Pi _{ 2}(0)]}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a397ccc989f3ade38eb87ef2d364590f8dcf9428)