Kokeet QED:n tarkkuuden tarkistamiseksi

Kokeet QED:n tarkkuuden testaamiseksi todistavat yhdestä parhaimmista fysiikan yhteensopivuudesta kvanttielektrodynamiikan ja kokeellisen tiedon välillä .

QED:n tarkimmat ja tarkimmat testit sisältävät sähkömagneettisen hienorakennevakion , mittauksia erilaisissa fysikaalisissa järjestelmissä. Näiden mittausten johdonmukaisuus vahvistaa teorian. $\alpha$

Teorian testaus tehdään yleensä vertaamalla kokeellisia tuloksia teoreettisiin ennusteisiin. Tässä QED-vertailussa on hienovaraisuus, koska teoreettiset ennusteet vaativat syötteenä erittäin tarkan arvon , joka voidaan saada vain toisesta tarkasta QED-kokeesta. Tästä syystä teorian ja kokeen vertailut mainitaan yleisesti itsenäisinä määritelminä . QED vahvistetaan sitten siinä määrin, että nämä eri fysikaalisista lähteistä saadut mittaukset sopivat keskenään. $\alpha$ $\alpha$ $\alpha$

Tällä tavalla saatu yksimielisyys perustuu lähimpään kymmeneen osaan miljardia (10 −8 ) elektronin poikkeavan magneettisen momentin ja atomin rekyylimittausten Rydberg-vakion vertailuun , kuten alla on kuvattu. Tämä tekee QED:stä yhden tarkimmista tähän mennessä rakennetuista fysikaalisista teorioista.

Näiden hienorakennevakion riippumattomien mittausten lisäksi on testattu monia muita QED-ennusteita.

Hienorakennevakion mittausmenetelmät

Tarkkuuskokeita QED:n testaamiseksi on suoritettu matalilla energioilla atomifysiikassa , suurienergisiä kokeita törmäyskoneissa ja kiinteissä aineissa . Arvo saadaan kussakin näistä kokeista sovittamalla kokeellinen mittaus teoreettiseen lausekkeeseen (mukaan lukien säteilykorjaukset - korkeamman asteen korjaukset häiriösarjassa), joka sisältyy parametriksi. Johdetun arvon epävarmuus sisältää sekä kokeellisia että teoreettisia epävarmuustekijöitä. Näin ollen tämä ohjelma vaatii sekä tarkkoja mittauksia että teoreettisia laskelmia suurella tarkkuudella. Ellei toisin mainita, kaikki alla olevat tulokset on otettu kohteesta [1] . $\alpha$ $\alpha$ $\alpha$

Matalaenergiamittaukset

Epänormaalit magneettiset momentit

Tarkin arvio saatiin mittaamalla elektronin poikkeava magneettinen momentti tai g-tekijä g (lausutaan "g miinus 2") [2] . Tämän arvion saamiseksi on suoritettava kaksi tehtävää: $\alpha$

Poikkeavan magneettisen momentin tarkka mittaus.
Tarkka teoreettinen laskenta poikkeavasta magneettimomentista perustuu . $\alpha$

Helmikuusta 2007 lähtien parhaan elektronin poikkeavan magneettisen dipolimomentin mittauksen on tehnyt Gerald Gabrielsin ryhmä Harvardin yliopistossa käyttämällä yhtä elektronia, joka on loukussa Penningin ansaan [3] .

Elektronin syklotronitaajuuden ja sen spinin precessiotaajuuden välinen ero magneettikentässä on verrannollinen g -2:een. Erittäin tarkka syklotroniradan kvantisoitujen energioiden eli elektronin " Landau-tasojen " mittaus verrattuna kahden mahdollisen elektronin spin -orientaation kvantisoituihin energioihin antaa arvon elektronin spin "g"-tekijälle :

g /2 = 1,00115965218085 ± (76) ,

tarkkuus on suurempi kuin yksi osa biljoonasta. (suluissa olevat luvut osoittavat keskihajonnan luettelon viimeisissä mittausnumeroissa.)

Moderni moderni teoreettinen laskenta elektronin poikkeavasta magneettisesta dipolimomentista sisältää QED-kaavioita jopa neljällä silmukalla. Näiden teoreettisten menetelmien yhdistelmä g :n kokeelliseen mittaukseen antaa tarkimman arvon [4] : $\alpha$

\alpha ^{-1}=137.035999070|(98)

tarkkuus on suurempi kuin yksi osa miljardista. Tämä epävarmuus on kymmenen kertaa pienempi kuin lähimmän kilpailevan menetelmän, joka sisältää atomien rekyylimittaukset.

Arvio arvosta voidaan johtaa myös myonin poikkeavasta magneettisesta momentista . Muonin "g"-tekijä johdetaan käyttämällä samaa fysikaalista periaatetta kuin yllä olevalle elektronille, nimittäin että ero syklotronitaajuuden ja spin precessiotaajuuden välillä magneettikentässä on verrannollinen "g"-2:een. Tarkimman mittauksen tekee Brookhaven National Laboratory myonikokeessa [5] , jossa polarisoidut myonit varastoidaan syklotroniin ja niiden spin-orientaatio mitataan niiden hajoamiselektronien suunnalla. Helmikuussa 2007 nykyinen maailman keskimääräinen myonin "g"-mittauskerroin on [6] : $\alpha$

g /2 = 1,0011659208 ± (6) ,

tarkkuus on suurempi kuin yksi osa miljardista. Ero myonin ja elektronin "g"-tekijöiden välillä johtuu niiden massaerosta. Muonin suuremman massan vuoksi panos sen poikkeavan magneettisen momentin teoreettiseen laskemiseen heikkojen vuorovaikutusten standardimallista ja hadroneihin liittyvät panokset ovat tärkeitä nykyisellä tarkkuustasolla, kun taas nämä vaikutukset eivät ole tärkeitä elektronille. . Muonin poikkeava magneettinen momentti on myös herkkä standardimallin ulkopuolisille uuden fysiikan vaikutuksille , kuten supersymmetrialle . Tästä syystä myonin poikkeavaa magneettista momenttia käytetään tavallisesti uuden fysiikan mittapäänä Standardimallin ulkopuolelle QED-testin sijaan [7] . Katso myon "g"-2 jatkuvista ponnisteluista mittausten tarkentamiseksi.

Atomirekyylimittaukset

Tämä on epäsuora mittausmenetelmä, joka perustuu elektronin massojen, tiettyjen atomien ja Rydbergin vakion mittauksiin . Rydbergin vakio tunnetaan seitsemällä osalla biljoonaa kohti . Elektronin massa suhteessa cesium- ja rubidiumatomien massaan tunnetaan myös erittäin suurella tarkkuudella. Jos elektronin massa voidaan mitata riittävän suurella tarkkuudella, niin se voidaan löytää Rydbergin vakiosta $\alpha$ $\alpha$

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

Elektronin massan saamiseksi tämä menetelmä mittaa itse asiassa Rb 87 -rubidiumatomin massaa mittaamalla atomin rekyylinopeutta sen jälkeen, kun se lähettää tunnetun aallonpituuden fotonin atomisiirtymässä. Kun tämä yhdistetään elektronin suhteeseen 87 Rb-atomiin, tulos on [8] : $\alpha$

\alpha ^{-1}=137.03599878(91)

Koska tämä mittaus on tarkkuudeltaan seuraava edellä kuvatun anomaalisen elektronin magneettisen momentin mittauksen jälkeen, niiden vertailu tarjoaa tiukimman QED-testin, joka läpäisee kirkkaat värit: tässä saatu arvo on yhden standardipoikkeaman sisällä poikkeavasta magneettisesta dipolista löydetystä arvosta. elektronin momentti, joka on kymmenen osaa miljardista. $\alpha$ $\alpha$

Neutronin Compton-aallonpituus

Tämä mittausmenetelmä on periaatteessa hyvin samanlainen kuin atomirekyylimenetelmä. Tässä tapauksessa käytetään tarkasti tunnettua elektronin ja neutronin massasuhdetta . Neutronin massa mitataan erittäin tarkasti mittaamalla sen Compton-aallonpituus erittäin tarkasti . Tämä yhdistetään sitten Rydbergin vakion arvoon poimimiseksi . Tuloksena on, $\alpha$ $\alpha$

\alpha ^{-1}=137.0360101(54).

Hyperhieno halkaisu

Hyperhieno halkeilu on atomin energiatasoilla tapahtuvaa halkeilua, joka johtuu ytimen magneettisen momentin ja elektronin yhdistetyn spin- ja orbitaalisen magneettisen momentin välisestä vuorovaikutuksesta . Hyperhieno halkaisu vedyssä, mitattuna Ramsey - vetymaserilla , tunnetaan suurella tarkkuudella. Valitettavasti protonin sisäisen rakenteen vaikutus rajoittaa sitä, kuinka tarkasti halkeilu voidaan teoreettisesti ennustaa. Tämä johtaa siihen, että erotettua arvoa hallitsee teoreettinen epävarmuus: $\alpha$

\alpha ^{-1}=137.0360(3).

Hyperhieno halkeama muoniumissa , elektronista ja antimuonista koostuvassa "atomissa", tarjoaa tarkemman mittauksen, koska myonilla ei ole sisäistä rakennetta: $\alpha$

\alpha ^{-1}=137.035994(18)

. Lammasvuoro

Lamb-siirtymä on pieni ero vetyatomin 2 S 1/2 ja 2 P 1/2 energiatasojen energioissa , joka syntyy ensimmäisen asteen korjauksesta kvanttielektrodynamiikassa. Lamb-siirto on verrannollinen arvoon , ja sen mittaaminen antaa poimitun arvon: $\alpha ^{5}$

\alpha ^{-1}=137.0368(7).

Positronium

Positronium on "atomi", joka koostuu elektronista ja positronista . Vaikka tavallisen vedyn energiatasojen laskeminen on täynnä teoreettisia epävarmuustekijöitä protonin sisäisestä rakenteesta, positroniumin muodostavilla hiukkasilla ei ole sisäistä rakennetta, joten tarkkoja teoreettisia laskelmia voidaan tehdä. Positroniumlähtöjen 2 3 S 1 - ja 1 3 S 1 -energiatasojen jakautumisen mittaus

\alpha ^{-1}=137.034(16)

Mittaustulokset voidaan poimia myös positroniumin hajoamisnopeudesta. Positronium hajoaa tuhoamalla elektronin ja positronin kahdeksi tai useammaksi gammasädefotoniksi . Singletin ("para-positronium") 1 S 0 hajoamisnopeus antaa: $\alpha$

\alpha ^{-1}=137,00(6)

ja tripletin ("orto-positronium") tilan 3 S 1 vaimenemisnopeus antaa:

\alpha ^{-1}=136.971(6)

Tämä viimeinen tulos on ainoa suuri ero tässä annettujen lukujen välillä, mutta on näyttöä siitä, että korkeamman asteen ei-laskettavat kvanttikorjaukset antavat suuremman korjauksen tässä annettuun arvoon.

Korkean energian QED-prosessit

Korkeamman asteen QED-reaktioiden tehollisten poikkileikkausten mittaaminen suurilla energioilla elektroni-positroni-törmäytyksessä mahdollistaa . Jotta erotettua arvoa voidaan verrata pienitehoisiin tuloksiin, on otettava huomioon korkeamman asteen QED-vaikutukset, mukaan lukien tyhjiöpolarisaation aiheuttama vaihtelu . Nämä kokeet saavuttavat tyypillisesti vain prosenttitarkkuuden, mutta niiden tulokset ovat yhdenmukaisia alhaisemmilla energioilla saatavilla olevien tarkkojen mittausten kanssa. $\alpha$ $\alpha$ $\alpha$

Tehokas poikkileikkaus antaa: $e^{+}e^{-}\to e^{+}e^{-}e^{+}e^{-}$

\alpha ^{-1}=136.5(2.7)

ja tehollinen poikkileikkaus antaa: $e^{+}e^{-}\to e^{+}e^{-}\mu ^{+}\mu ^{-}$

\alpha ^{-1}=139.9(1.2)

Condensed Matter Systems

Kvantti-Hall-ilmiö ja Josephson - ilmiö vaihtovirralle ovat eksoottisia kvanttihäiriöilmiöitä kondensoituneissa tilajärjestelmissä. Nämä kaksi vaikutusta muodostavat sähkövastusstandardin ja taajuusstandardin, vastaavasti, jotka mittaavat elektronin varauksen korjauksilla, jotka ovat tiukasti nolla makroskooppisille järjestelmille [9] .

Kvantti Hall-efekti antaa:

' ,

\alpha ^{-1}=137.0359979(32)

Josephson-efekti vaihtovirralle:

\alpha ^{-1}=137.0359770(77)

Muita tapoja

QED ennustaa, että fotoni on massaton hiukkanen . Useat erittäin herkät testit ovat osoittaneet, että fotonin massa on joko nolla tai erittäin pieni. Yksi näistä testeistä toimii esimerkiksi testaamalla Coulombin lakia suurella tarkkuudella, koska fotonin massa olisi nollasta poikkeava, jos Coulombin lakia muutetaan.
QED ennustaa, että kun elektronit tulevat hyvin lähelle toisiaan, ne käyttäytyvät ikään kuin niillä olisi korkeampi sähkövaraus tyhjiön polarisaation vuoksi . Tämä ennuste oli kokeellinen

vahvistettiin vuonna 1997 käyttämällä TRISTAN -hiukkaskiihdytintä Japanissa [10] .

QED-vaikutukset, kuten tyhjiöpolarisaatio ja omaenergia , vaikuttavat raskaan atomin ytimeen sitoutuneisiin elektroneihin äärimmäisten sähkömagneettisten kenttien vuoksi. Äskettäinen koe perustilan hyperhienosta halkeamisesta 209 Bi 80+ ja 209 Bi 82+ ioneissa paljasti poikkeaman teoriasta yli 7 vakioepävarmuudella [11] . Indikaatiot osoittavat, että tämä poikkeama voi johtua väärästä ydinmagneettisen momentin arvosta 209 Bi [12] .

Katso myös

Tyhjiö QED
Eötvös-koe toinen erittäin tarkka painovoimatesti

Muistiinpanot

↑ ME Peskin ja DV Schroeder, An Introduction to Quantum Field Theory (Westview, 1995), s. 198.
↑ In Search of Alpha , New Scientist, 9. syyskuuta 2006, s. 40-43.
↑ B. Odom, D. Hanneke, B. D'Urso ja G. Gabrielse, New Measurement of the Electron Magnetic Moment using a One-Elektron Quantum Cyclotron, Phys. Rev. Lett. 97, 030801 (2006).
↑ G. Gabrielse, D. Hanneke, T. Kinoshita, M. Nio ja B. Odom, New Determination of the Fine Structure Constant from the Electron g Value and QED, Phys. Rev. Lett. 97, 030802 (2006), Erratum, Phys. Rev. Lett. 99, 039902 (2007).
↑ Kuvallinen yleiskatsaus Brookhaven muon g ?2 -kokeeseen, [1] .
↑ Muon g?2 -kokeilun kotisivu, [2] .
↑ K. Hagiwara, AD Martin , Daisuke Nomura ja T. Teubner, Parannetut ennusteet myonin g22:lle ja ? QED ( MZ2 ) , Phys. Lett. B649, 173 (2007), hep-ph/0611102 .
↑ Pierre Clade, Estefania de Mirandes, Malo Cadoret, Saida Guellati-Khelifa, Catherine Schwob, Francois Nez, Lucile Julien ja Francois Biraben, Fine Structure Constantin määrittäminen pystysuorassa olevien ultrakylmien atomien Bloch-värähtelyjen perusteella, Phys. Rev. Lett. 96, 033001 (2006).
↑ ME Cage, et ai., "NBS Determination of the Fine-Structure Constant, and of the Quantized Hall Resistance and of Josephson Frequency-to-Voltage -osamäärä SI-yksiköissä" 38(2) IEEE TRANSACTIONS ON INSTRUMENTATION AND MESUREMENT (284-289) 1989) DOI: 10.1109/19.192289 PDF (viimeksi käytetty 10. maaliskuuta 2021).
↑ Levine, I.; TOPAZ-yhteistyö (1997). "Sähkömagneettisen kytkennän mittaus suuren liikkeensiirron yhteydessä". Physical Review Letters . 78 (3): 424-427. Bibcode : 1997PhRvL..78..424L . DOI : 10.1103/PhysRevLett.78.424 .
↑ Ullmann, J.; LIBELLE-yhteistyö (2017). "Korkean tarkkuuden hyperhienomittaukset Vismutissa haastavat sidotun tilan vahvan kentän QED:n" . Luontoviestintä . 8 : 15484. Bibcode : 2017NatCo ...815484U . DOI : 10.1038/ncomms15484 . PMC 5440849 . PMID28508892 _ _
↑ Skripnikov, L.; et ai. (2018). "Bi-209:n uusi ydinmagneettinen hetki: Vismuttihienon palapelin ratkaiseminen". Physical Review Letters . 120 (9): 093001. arXiv : 1803.02584 . Bibcode : 2018PhRvL.120i3001S . DOI : 10.1103/PhysRevLett.120.093001 . PMID29547322 . _