Точные тесты QED

Проверка квантовой электродинамики посредством многократных измерений постоянной тонкой структуры

Квантовая электродинамика ( КЭД ), релятивистская квантовая теория поля электродинамики, является одной из наиболее строго проверенных теорий в физике . Наиболее точные и конкретные тесты КЭД состоят из измерений электромагнитной постоянной тонкой структуры , α , в различных физических системах. Проверка согласованности таких измерений проверяет теорию.

Тесты теории обычно проводятся путем сравнения экспериментальных результатов с теоретическими предсказаниями. В QED в этом сравнении есть некоторая тонкость, поскольку теоретические предсказания требуют в качестве входных данных чрезвычайно точного значения α , которое может быть получено только из другого точного эксперимента QED. Из-за этого сравнения между теорией и экспериментом обычно цитируются как независимые определения α . Затем QED подтверждается в той степени, в которой эти измерения α из разных физических источников согласуются друг с другом.

Согласие, найденное таким образом, находится в пределах десяти частей на миллиард (10 ⁻⁸ ), основанное на сравнении аномального магнитного дипольного момента электрона и постоянной Ридберга из измерений отдачи атома, как описано ниже. Это делает КЭД одной из самых точных физических теорий, построенных до сих пор.

Помимо этих независимых измерений постоянной тонкой структуры, были также проверены многие другие предсказания КЭД.

Измерения постоянной тонкой структуры с использованием различных систем

Точные тесты QED были выполнены в экспериментах по атомной физике низких энергий, экспериментах на коллайдерах высоких энергий и в системах конденсированных сред . Значение α получается в каждом из этих экспериментов путем подгонки экспериментального измерения к теоретическому выражению (включая радиационные поправки более высокого порядка ), которое включает α в качестве параметра. Неопределенность в извлеченном значении α включает как экспериментальные, так и теоретические неопределенности. Таким образом, эта программа требует как высокоточных измерений, так и высокоточных теоретических расчетов. Если не указано иное, все приведенные ниже результаты взяты из. ^[1]

Низкоэнергетические измерения

Аномальные магнитные дипольные моменты

Наиболее точное измерение α происходит из аномального магнитного дипольного момента , или g −2 (произносится как «g минус 2»), электрона . [ ^2] Для проведения этого измерения необходимы два ингредиента:

1. Точное измерение аномального магнитного дипольного момента и
2. Точный теоретический расчет аномального магнитного дипольного момента в терминах α .

По состоянию на февраль 2007 года наилучшее измерение аномального магнитного дипольного момента электрона было сделано группой Джеральда Габриэлса в Гарвардском университете с использованием одного электрона, пойманного в ловушку Пеннинга . ^[3] Разница между циклотронной частотой электрона и частотой его спиновой прецессии в магнитном поле пропорциональна g −2. Чрезвычайно высокоточное измерение квантованных энергий циклотронных орбит, или уровней Ландау , электрона, по сравнению с квантованными энергиями двух возможных ориентаций спина электрона , дает значение для спинового g -фактора электрона : ^[3]

г /2 =1.001 159 652 180 59 (13) ,

точность лучше одной триллионной части. (Цифры в скобках указывают стандартную неопределенность в последних перечисленных цифрах измерения.)

Текущее теоретическое вычисление аномального магнитного дипольного момента электрона включает диаграммы QED с числом петель до четырех. Объединение этого с экспериментальным измерением g дает наиболее точное значение α : ^[4]

α ⁻¹ =137.035 999 166 (15) ,

точность лучше, чем часть миллиарда. Эта неопределенность в десять раз меньше, чем у ближайшего конкурирующего метода, включающего измерения отдачи атома.

Значение α также может быть извлечено из аномального магнитного дипольного момента мюона . G - фактор мюона извлекается с использованием того же физического принципа, что и для электрона выше, а именно, что разница между циклотронной частотой и частотой прецессии спина в магнитном поле пропорциональна g −2. Наиболее точное измерение получено в эксперименте с мюонами g−2 Брукхейвенской национальной лаборатории ^[5] , в котором поляризованные мюоны хранятся в циклотроне, а их ориентация спина измеряется направлением их электронов распада. По состоянию на февраль 2007 года текущее мировое среднее измерение g -фактора мюона составляет ^[6]

г /2 =1.001 165 9208 (6) ,

точность лучше, чем одна часть на миллиард. Разница между g -факторами мюона и электрона обусловлена ​​их разницей в массе. Из-за большей массы мюона вклады в теоретический расчет его аномального магнитного дипольного момента от слабых взаимодействий Стандартной модели и от вкладов, связанных с адронами, важны на текущем уровне точности, тогда как эти эффекты не важны для электрона. Аномальный магнитный дипольный момент мюона также чувствителен к вкладам от новой физики за пределами Стандартной модели , такой как суперсимметрия . По этой причине аномальный магнитный момент мюона обычно используется в качестве зонда для новой физики за пределами Стандартной модели, а не как тест КЭД. ^[7] См. muon g –2 для текущих усилий по уточнению измерения.

Измерения отдачи атома

Это косвенный метод измерения α , основанный на измерениях масс электрона, некоторых атомов и постоянной Ридберга . Постоянная Ридберга известна с точностью до семи триллионных. Масса электрона относительно массы атомов цезия и рубидия также известна с чрезвычайно высокой точностью. Если массу электрона можно измерить с достаточно высокой точностью, то α можно найти из постоянной Ридберга согласно

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

Чтобы получить массу электрона, этот метод фактически измеряет массу атома ⁸⁷ Rb , измеряя скорость отдачи атома после того, как он испускает фотон известной длины волны в атомном переходе. Объединяя это с отношением электрона к атому ⁸⁷ Rb, результат для α равен ^[8]

α ⁻¹ =137.035 998 78 (91) .

Поскольку это измерение является следующим по точности после измерения α из аномального магнитного дипольного момента электрона, описанного выше, их сравнение обеспечивает наиболее строгую проверку КЭД: полученное здесь значение α находится в пределах одного стандартного отклонения от значения, найденного из аномального магнитного дипольного момента электрона, что соответствует соответствию в пределах десяти частей на миллиард.

Длина волны Комптона нейтрона

Этот метод измерения α в принципе очень похож на метод отдачи атома. В этом случае используется точно известное отношение масс электрона к нейтрону . Масса нейтрона измеряется с высокой точностью посредством очень точного измерения его комптоновской длины волны . Затем это объединяется со значением постоянной Ридберга для извлечения α . Результатом является,

α ⁻¹ =137.036 0101 (54) .

Сверхтонкое расщепление

Сверхтонкое расщепление — это расщепление энергетических уровней атома, вызванное взаимодействием между магнитным моментом ядра и объединенным спиновым и орбитальным магнитным моментом электрона. Сверхтонкое расщепление в водороде , измеренное с помощью водородного мазера Рамсея , известно с большой точностью. К сожалению, влияние внутренней структуры протона ограничивает точность теоретического предсказания расщепления. Это приводит к тому, что извлеченное значение α находится под влиянием теоретической неопределенности:

α ⁻¹ =137.0360(3) .

Сверхтонкое расщепление в мюонии , «атоме», состоящем из электрона и антимюона, обеспечивает более точное измерение α, поскольку мюон не имеет внутренней структуры:

α ⁻¹ =137.035 994 (18) .

Ягненок сдвиг

Сдвиг Лэмба — это небольшая разница в энергиях уровней энергии 2 S _1/2 и 2 P _1/2 водорода , которая возникает из-за эффекта одной петли в квантовой электродинамике. Сдвиг Лэмба пропорционален α ⁵ и его измерение дает извлеченное значение:

α ⁻¹ =137.0368(7) .

Позитроний

Позитроний — это «атом», состоящий из электрона и позитрона . В то время как расчет уровней энергии обычного водорода загрязнен теоретическими неопределенностями внутренней структуры протона, частицы, составляющие позитроний, не имеют внутренней структуры, поэтому можно выполнить точные теоретические расчеты. Измерение расщепления между уровнями энергии 2  ³ S ₁ и 1  ³ S ₁ позитрония дает

α ⁻¹ =137.034(16) .

Измерения α также могут быть извлечены из скорости распада позитрония. Позитроний распадается через аннигиляцию электрона и позитрона в два или более гамма- фотонов. Скорость распада синглетного ("парапозитроний") состояния ¹ S ₀ дает

α ⁻¹ =137.00(6) ,

а скорость распада триплетного ("ортопозитрония") состояния ³ S ₁ дает

α ⁻¹ =136.971(6) .

Этот последний результат является единственным серьезным расхождением среди приведенных здесь чисел, но есть некоторые свидетельства того, что невычисленные квантовые поправки более высокого порядка дают большую поправку к приведенному здесь значению.

Высокоэнергетические квантово-электродные процессы

Сечения реакций КЭД более высокого порядка на электрон-позитронных коллайдерах высокой энергии позволяют определить α . Для того чтобы сравнить извлеченное значение α с результатами для низких энергий, необходимо учитывать эффекты КЭД более высокого порядка, включая прохождение α из-за поляризации вакуума . Эти эксперименты обычно достигают точности только на уровне процентов, но их результаты согласуются с точными измерениями, доступными при более низких энергиях.

Поперечное сечение для e ⁺ e ⁻ → e ⁺ e ⁻ e ⁺ e ⁻ дает

α ⁻¹ =136,5(2,7) ,

а сечение для e ⁺ e ⁻ → e ⁺ e ⁻ µ ⁺ µ ⁻ дает

α ⁻¹ =139,9(1,2) .

Системы конденсированного состояния

Квантовый эффект Холла и эффект переменного тока Джозефсона являются экзотическими явлениями квантовой интерференции в системах конденсированных сред. Эти два эффекта обеспечивают стандартное электрическое сопротивление и стандартную частоту , соответственно, которые измеряют заряд электрона с поправками, которые строго равны нулю для макроскопических систем. ^[9]

Квантовый эффект Холла дает

α ⁻¹ =137.035 9979 (32) ,

и эффект переменного тока Джозефсона дает

α ⁻¹ =137.035 9770 (77) .

Другие тесты

• QED предсказывает, что фотон является безмассовой частицей . Различные высокочувствительные тесты доказали, что масса фотона либо равна нулю, либо чрезвычайно мала. Один из типов этих тестов, например, работает, проверяя закон Кулона с высокой точностью, поскольку масса фотона была бы ненулевой, если бы закон Кулона был изменен. См. Фотон § Экспериментальные проверки массы фотона .
• КЭД предсказывает, что когда электроны оказываются очень близко друг к другу, они ведут себя так, как будто у них более высокий электрический заряд, из-за поляризации вакуума . Это предсказание было экспериментально проверено в 1997 году с использованием ускорителя частиц TRISTAN в Японии. ^[10]
• Эффекты QED, такие как поляризация вакуума и собственная энергия, влияют на электроны, связанные с ядром в тяжелом атоме из-за экстремальных электромагнитных полей. Недавний эксперимент по сверхтонкому расщеплению основного состояния в ионах ²⁰⁹ Bi ⁸⁰⁺ и ²⁰⁹ Bi ⁸²⁺ выявил отклонение от теории более чем на 7 стандартных неопределенностей. ^{[ 11]} Признаки показывают, что это отклонение может быть вызвано неправильным значением ядерного магнитного момента 209 Bi. ^[12]

Смотрите также

• Квантовая электродинамика вакуума
• Эксперимент Этвеша , еще один высокоточный тест гравитации

Ссылки

1. ME Peskin и DV Schroeder, Введение в квантовую теорию поля (Westview, 1995), стр. 198.
2. В поисках Альфы , New Scientist, 9 сентября 2006 г., стр. 40–43.
3. Fan, X.; Myers, TG; Sukra, BAD; Gabrielse, G. (2023-02-13). "Измерение магнитного момента электрона". Physical Review Letters . 130 (7): 071801. arXiv : 2209.13084 . Bibcode : 2023PhRvL.130g1801F. doi : 10.1103/PhysRevLett.130.071801. PMID  36867820.
4. G. Gabrielse, D. Hanneke, T. Kinoshita, M. Nio и B. Odom, Новое определение постоянной тонкой структуры из значения g электрона и QED, Phys. Rev. Lett. 97, 030802 (2006), Erratum, Phys. Rev. Lett. 99, 039902 (2007).
5. Иллюстрированный обзор эксперимента Брукхейвена с мюоном g −2, [1].
6. Домашняя страница эксперимента Muon g−2, [2].
7. K. Hagiwara, AD Martin , Daisuke Nomura и T. Teubner, Улучшенные предсказания для g−2 мюона и α _QED (M _Z ² ) , Phys.Lett. B649, 173 (2007), hep-ph/0611102.
8. Пьер Кладе, Эстефания де Мирандес, Мало Кадоре, Саида Гуэллати-Хелифа, Катрин Швоб, Франсуа Нез, Люсиль Жюльен и Франсуа Бирабен, Определение постоянной тонкой структуры на основе блоховских колебаний ультрахолодных атомов в вертикальной оптической решетке , Phys. Преподобный Летт. 96, 033001 (2006).
9. ME Cage и др., «Определение NBS постоянной тонкой структуры, квантованного сопротивления Холла и отношения частоты к напряжению Джозефсона в единицах СИ» 38(2) IEEE TRANSACTIONS ON INSTRUMENTATION AND MEASUREMENT 284-289 (1989) DOI: 10.1109/19.192289 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 (последний доступ 10 марта 2021 г.).
10. Левин, И.; Сотрудничество TOPAZ (1997). «Измерение электромагнитной связи при большой передаче импульса». Physical Review Letters . 78 (3): 424–427. Bibcode : 1997PhRvL..78..424L. doi : 10.1103/PhysRevLett.78.424.
11. Ульман, Дж.; Сотрудничество LIBELLE (2017). «Высокоточные сверхтонкие измерения в квантовой электродинамике сильного поля висмута». Nature Communications . 8 : 15484. Bibcode : 2017NatCo...815484U. doi : 10.1038/ncomms15484. PMC 5440849. PMID  28508892 . 
12. Скрипников, Л.; и др. (2018). "Новый ядерный магнитный момент Bi-209: решение головоломки сверхтонкого висмута". Physical Review Letters . 120 (9): 093001. arXiv : 1803.02584 . Bibcode : 2018PhRvL.120i3001S. doi : 10.1103/PhysRevLett.120.093001. PMID  29547322. S2CID  4020720.

Внешние ссылки

• Группа данных по частицам (PDG)
• Обзор PDG аномального магнитного момента мюона по состоянию на июль 2007 г.
• PDG 2007 Перечень свойств частиц для электрона
• PDG 2007 Перечень свойств частиц для мюона