Pruebas de precisión de QED

Verificación de la electrodinámica cuántica mediante múltiples mediciones de la constante de estructura fina

La electrodinámica cuántica ( EDQ ), una teoría cuántica de campos relativista de la electrodinámica, es una de las teorías más rigurosamente probadas en física . Las pruebas más precisas y específicas de la EQQ consisten en mediciones de la constante de estructura fina electromagnética , α , en varios sistemas físicos. La verificación de la consistencia de dichas mediciones pone a prueba la teoría.

Las pruebas de una teoría se llevan a cabo normalmente comparando resultados experimentales con predicciones teóricas. En la QED, hay cierta sutileza en esta comparación, porque las predicciones teóricas requieren como entrada un valor extremadamente preciso de α , que solo se puede obtener a partir de otro experimento de QED de precisión. Debido a esto, las comparaciones entre la teoría y el experimento suelen citarse como determinaciones independientes de α . La QED se confirma entonces en la medida en que estas mediciones de α de diferentes fuentes físicas concuerden entre sí.

La concordancia que se ha encontrado de esta manera es de diez partes por mil millones (10 ⁻⁸ ), basándose en la comparación del momento dipolar magnético anómalo del electrón y la constante de Rydberg a partir de mediciones del retroceso atómico, como se describe a continuación. Esto hace que la QED sea una de las teorías físicas más precisas construidas hasta el momento.

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

Mediciones de la constante de estructura fina utilizando diferentes sistemas

Se han realizado pruebas de precisión de QED en experimentos de física atómica de baja energía, experimentos de colisionadores de alta energía y sistemas de materia condensada . El valor de α se obtiene en cada uno de estos experimentos ajustando una medición experimental a una expresión teórica (incluidas las correcciones radiativas de orden superior ) que incluye α como parámetro. La incertidumbre en el valor extraído de α incluye incertidumbres tanto experimentales como teóricas. Por lo tanto, este programa requiere tanto mediciones de alta precisión como cálculos teóricos de alta precisión. A menos que se indique lo contrario, todos los resultados a continuación se toman de ^{[1] .}

Mediciones de bajo consumo energético

Momentos dipolares magnéticos anómalos

La medida más precisa de α proviene del momento dipolar magnético anómalo , o g −2 (pronunciado "g menos 2"), del electrón . ^[2] Para realizar esta medida, se necesitan dos ingredientes:

1. Una medición precisa del momento dipolar magnético anómalo, y
2. Un cálculo teórico preciso del momento dipolar magnético anómalo en términos de α .

En febrero de 2007, el grupo de Gerald Gabrielse de la Universidad de Harvard realizó la mejor medición del momento dipolar magnético anómalo del electrón , utilizando un único electrón atrapado en una trampa de Penning . ^[3] La diferencia entre la frecuencia del ciclotrón del electrón y su frecuencia de precesión de espín en un campo magnético es proporcional a g −2. Una medición de precisión extremadamente alta de las energías cuantizadas de las órbitas del ciclotrón, o niveles de Landau , del electrón, en comparación con las energías cuantizadas de las dos posibles orientaciones de espín del electrón , da un valor para el factor g de espín del electrón : ^[3]

g /2 =1.001 159 652 180 59 (13) ,

una precisión mejor que una parte en un billón. (Los dígitos entre paréntesis indican la incertidumbre estándar en los últimos dígitos enumerados de la medición).

El cálculo teórico de última generación del momento dipolar magnético anómalo del electrón incluye diagramas QED con hasta cuatro bucles. Al combinar esto con la medición experimental de g se obtiene el valor más preciso de α : ^[4]

α ⁻¹ =137.035 999 166 (15) ,

una precisión de más de una parte en mil millones. Esta incertidumbre es diez veces menor que la del método rival más cercano que implica mediciones de retroceso atómico.

También se puede extraer un valor de α del momento dipolar magnético anómalo del muón . El factor g del muón se extrae utilizando el mismo principio físico que para el electrón mencionado anteriormente, es decir, 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 proviene del experimento g−2 del muón del Laboratorio Nacional de Brookhaven , ^[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. A febrero de 2007, la medición actual del factor g del muón promedio mundial es, ^[6]

g /2 =1.001 165 9208 (6) ,

una precisión mejor 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, las contribuciones al cálculo teórico de su momento dipolar magnético anómalo a partir de interacciones débiles del Modelo Estándar y de contribuciones que involucran hadrones son importantes en el nivel actual de precisión, mientras que estos efectos no son importantes para el electrón. El momento dipolar magnético anómalo del muón también es sensible a contribuciones de nueva física más allá del Modelo Estándar , como la supersimetría . Por esta razón, el momento magnético anómalo del muón se usa normalmente como una sonda para nueva física más allá del Modelo Estándar en lugar de como una prueba de QED. ^[7] Véase muon g –2 para los esfuerzos actuales para refinar la medición.

Mediciones del retroceso atómico

Se trata de un método indirecto de medición de α , basado en mediciones de las masas del electrón, de ciertos átomos y de la constante de Rydberg . La constante de Rydberg se conoce hasta siete partes en un billón. La masa del electrón en relación con la 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 α se puede encontrar a partir de la constante de Rydberg según

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

Para obtener la masa del electrón, este método mide la masa de un átomo ^{de 87} Rb midiendo la velocidad de retroceso del átomo después de que emite un fotón de longitud de onda conocida en una transición atómica. Al combinar esto con la relación entre el electrón y el átomo de ⁸⁷ Rb, el resultado para α es, ^[8]

α ⁻¹ =137.035 998 78 (91) .

Debido a que esta medición es la siguiente más precisa después de la medición de α a partir del momento dipolar magnético anómalo del electrón descrita anteriormente, su comparación proporciona la prueba más estricta de QED: el valor de α obtenido aquí está dentro de una desviación estándar del encontrado a partir del momento dipolar magnético anómalo del electrón, una concordancia de diez partes en mil millones.

Longitud de onda Compton del neutrón

Este método de medición de α es muy similar en principio al método del retroceso atómico. En este caso, se utiliza la relación de masas conocida con precisión entre el electrón y el neutrón . La masa del neutrón se mide con gran precisión mediante una medición muy precisa de su longitud de onda Compton . A continuación, esto se combina con el valor de la constante de Rydberg para extraer α . El resultado es:

α ⁻¹ =137.036 0101 (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 momento magnético combinado de espín y orbital del electrón. La división hiperfina en el hidrógeno , medida utilizando el máser de hidrógeno de 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 a que el valor extraído de α esté dominado por la incertidumbre teórica:

α ⁻¹ =137.0360(3) .

La división hiperfina en el muonio , un "átomo" que consiste en un electrón y un antimuón, proporciona una medición más precisa de α porque el muón no tiene estructura interna:

α ⁻¹ =137.035 994 (18) .

Turno de cordero

El desplazamiento Lamb es una pequeña diferencia en las energías de los niveles de energía 2 S _1/2 y 2 P _1/2 del hidrógeno , que surge de un efecto de un bucle en la electrodinámica cuántica. El desplazamiento Lamb es proporcional a α ⁵ y su medición arroja el valor extraído:

α ⁻¹ =137.0368(7) .

Positronio

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

α ⁻¹ =137.034(16) .

También se pueden extraer mediciones de α de la tasa de desintegración del positronio. El positronio se desintegra mediante la aniquilación del electrón y el positrón en dos o más fotones de rayos gamma . La tasa de desintegración del estado singlete ("para-positronio") ¹ S ₀ produce

α ⁻¹ =137.00(6) ,

y la tasa de desintegración del estado triplete ("orto-positronio") ³ S ₁ produce

α ⁻¹ =136.971(6) .

Este último resultado es la única discrepancia seria entre los números dados aquí, pero hay alguna evidencia de que las correcciones cuánticas de orden superior no calculadas dan una gran corrección al valor citado aquí.

Procesos QED de alta energía

Las secciones transversales de las reacciones QED de orden superior en colisionadores electrón-positrón de alta energía proporcionan una determinación de α . Para comparar el valor extraído de α con los resultados de baja energía, se deben tener en cuenta los efectos de QED de orden superior, incluido el desplazamiento de α debido a la polarización del vacío . Estos experimentos generalmente logran solo una precisión de nivel porcentual, pero sus resultados son consistentes con las mediciones precisas disponibles a energías más bajas.

La sección transversal para e ⁺ e ⁻ → e ⁺ e ⁻ e ⁺ e ⁻ da

α ⁻¹ =136,5(2,7) ,

y la sección transversal para e ⁺ e ⁻ → e ⁺ e ⁻ μ ⁺ μ ⁻ produce

α ⁻¹ =139,9(1,2) .

Sistemas de materia condensada

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

El efecto Hall cuántico produce

α ⁻¹ =137.035 9979 (32) ,

y el efecto AC Josephson produce

α ⁻¹ =137.035 9770 (77) .

Otras pruebas

• La electrodinámica cuántica predice que el fotón es una partícula sin masa . Una variedad de pruebas de alta sensibilidad han demostrado que la masa del fotón es cero o extraordinariamente pequeña. Un tipo de estas pruebas, por ejemplo, funciona comprobando la ley de Coulomb con gran precisión, ya que la masa del fotón sería distinta de cero si se modificara la ley de Coulomb. Véase Fotón § Comprobaciones experimentales de la masa del fotón .
• La electrodinámica cuántica predice que cuando los electrones se acercan mucho entre sí, se comportan como si tuvieran una carga eléctrica mayor, debido a la polarización del vacío . Esta predicción se verificó experimentalmente en 1997 utilizando el acelerador de partículas TRISTAN en Japón. ^[10]
• Los efectos de QED, como la polarización del vacío y la autoenergía, influyen en los electrones ligados a un núcleo en un átomo pesado debido a 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 de más de 7 incertidumbres estándar. ^[11] Hay indicios de que esta desviación puede tener su origen en un valor erróneo del momento magnético nuclear de ²⁰⁹ Bi. ^[12]

Véase también

• Vacío QED
• Experimento de Eötvös , otra prueba de gran precisión de la gravitación

Referencias

1. ME Peskin y DV Schroeder, Introducción a la teoría cuántica de campos (Westview, 1995), pág. 198.
2. En busca de Alfa , New Scientist, 9 de septiembre de 2006, págs. 40–43.
3. Fan, X.; Myers, TG; Sukra, BAD; Gabrielse, G. (13 de febrero de 2023). "Medición del momento magnético del electrón". Physical Review Letters . 130 (7): 071801. arXiv : 2209.13084 . Código Bibliográfico :2023PhRvL.130g1801F. doi :10.1103/PhysRevLett.130.071801. PMID  36867820.
4. G. Gabrielse, D. Hanneke, T. Kinoshita, M. Nio y B. Odom, Nueva determinación de la constante de estructura fina a partir del valor del electrón g y QED, Phys. Rev. Lett. 97, 030802 (2006), Erratum, Phys. Rev. Lett. 99, 039902 (2007).
5. Descripción gráfica del experimento del muón g −2 de Brookhaven, [1].
6. Página de inicio del experimento Muon g−2, [2].
7. K. Hagiwara, AD Martin , Daisuke Nomura y T. Teubner, Predicciones mejoradas para g−2 del muón y α _QED (M _Z ² ) , Phys.Lett. B649, 173 (2007), hep-ph/0611102.
8. Pierre Cladé, Estefania de Mirandes, Malo Cadoret, Saïda Guellati-Khélifa, Catherine Schwob, François Nez, Lucile Julien y François Biraben, Determinación de la constante de estructura fina basada en oscilaciones de Bloch de átomos ultrafríos en una red óptica vertical , Phys. Rev. Lett. 96, 033001 (2006).
9. ME Cage, et al., "Determinación NBS de la constante de estructura fina y de la resistencia Hall cuantificada y el cociente frecuencia-voltaje de Josephson en unidades SI" 38(2) IEEE TRANSACTIONS ON INSTRUMENTATION AND MEASUREMENT 284-289 (1989) DOI: 10.1109/19.192289 Español: https://www.researchgate.net/profile/Re-Elmquist/publication/3087916_NBS_Determination_of_the_Fine-Structure_Constant_and_of_the_Quantized_Hall_Resistance_and_Josephson_Frequency_to_Voltage_Quotient_in_Si_Units/links/5b33d362a6fdcc8506d6e605/NBS-Determination-of-the-Fine-Structure-Constant-and-of-the-Quantized-Hall-Resistance-and-Josephson-Frequency-to-Voltage-Quotient-in-Si-Units.pdf (último acceso el 10 de marzo de 2021).
10. Levine, I.; TOPAZ Collaboration (1997). "Medición del acoplamiento electromagnético en grandes transferencias de momento". Physical Review Letters . 78 (3): 424–427. Código Bibliográfico :1997PhRvL..78..424L. doi :10.1103/PhysRevLett.78.424.
11. Ullmann, J.; Colaboración LIBELLE (2017). "Las mediciones hiperfinas de alta precisión en bismuto desafían la electrodinámica cuántica de campo fuerte en estado ligado". Nature Communications . 8 : 15484. Bibcode :2017NatCo...815484U. doi :10.1038/ncomms15484. PMC 5440849 . PMID  28508892. 
12. Skripnikov, L.; et al. (2018). "Nuevo momento magnético nuclear de Bi-209: resolución del rompecabezas hiperfino del bismuto". Physical Review Letters . 120 (9): 093001. arXiv : 1803.02584 . Código Bibliográfico :2018PhRvL.120i3001S. doi :10.1103/PhysRevLett.120.093001. PMID  29547322. S2CID  4020720.

Enlaces externos

• Grupo de datos de partículas (PDG)
• Revisión del momento magnético anómalo del muón por parte del PDG en julio de 2007
• PDG 2007 Listado de propiedades de partículas para electrones
• PDG 2007 Listado de propiedades de partículas para muones