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Jul 25, 2023

Medida directa de los momentos magnéticos 3He+

Naturaleza volumen 606, páginas

Nature, volumen 606, páginas 878–883 (2022)Citar este artículo

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Detalles de métricas

El helio-3 se ha convertido en la actualidad en uno de los candidatos más importantes para estudios de física fundamental1,2,3, estructura nuclear y atómica4,5, magnetometría y metrología6, así como química y medicina7,8. En particular, las sondas de resonancia magnética nuclear (RMN) de 3He se han propuesto como un nuevo estándar para la magnetometría absoluta6,9. Esto requiere un valor de alta precisión para el momento magnético nuclear de 3He que, sin embargo, hasta ahora se ha determinado solo indirectamente y con una precisión relativa de 12 partes por billón10,11. Aquí investigamos la estructura hiperfina del estado fundamental de 3He+ en una trampa de Penning para medir directamente el factor g nuclear de 3He+ \({g}_{I}^{{\prime} }=-\,4.2550996069(30{)} _{{\rm{stat}}}(17{)}_{{\rm{sys}}}\), la división hiperfina de campo cero \({E}_{{\rm{HFS}}}^ {\exp}=-\,8,\,665,\,649,\,865,77{(26)}_{{\rm{stat}}}{(1)}_{{\rm{sys}} }\) Hz y el factor g del electrón ligado \({g}_{e}^{{\rm{\exp }}}=-\,2.00217741579(34{)}_{{\rm{stat}} }(30{)}_{{\rm{sistema}}}\). Este último es consistente con nuestro valor teórico \({g}_{e}^{{\rm{theo}}}=-\,2.00217741625223(39)\) basado en parámetros y constantes fundamentales de la ref. 12. Nuestro valor medido para el factor g nuclear 3He+ permite determinar el factor g del núcleo desnudo \({g}_{I}=-\,4.2552506997(30{)}_{{\rm{stat} }}(17{)}_{{\rm{sys}}}(1{)}_{{\rm{theo}}}\) a través de nuestro cálculo preciso de la constante de blindaje diamagnético13 \({\sigma }_ {{}^{3}{\mathrm{Él}}^{+}}=0.00003550738(3)\). Esto constituye una calibración directa para las sondas de RMN de 3He y una mejora de la precisión de un orden de magnitud en comparación con los resultados indirectos anteriores. La división hiperfina de campo cero medida mejora la precisión en dos órdenes de magnitud en comparación con el valor anterior más preciso14 y nos permite determinar el radio de Zemach15 a \({r}_{Z}=2.608(24)\) fm.

Las mediciones precisas y precisas de las propiedades fundamentales de los sistemas físicos simples permiten probar nuestra comprensión de la naturaleza y la búsqueda o las limitaciones de la física más allá del modelo estándar de la física de partículas (SM). Por ejemplo, la medición de la división hiperfina del estado 2s de 3He+ (ref. 16) proporciona una de las pruebas más sensibles de la teoría de la electrodinámica cuántica de estado ligado (QED)17 a un número atómico bajo, Z. Sin embargo, las mediciones en la precisión mejorada exige inevitablemente una descripción precisa y una mejor comprensión de los efectos sistemáticos, para excluir errores experimentales y mala interpretación de los resultados. Ejemplos destacados son las incoherencias en las masas de iones ligeros, que están sujetas a un nuevo examen en el contexto del rompecabezas de iones ligeros-masa2. Además, una discrepancia entre las mediciones de la estructura hiperfina de 209Bi82+,80+ y las predicciones de SM podría resolverse repitiendo las mediciones de RMN para determinar el momento magnético nuclear de 209Bi (refs. 18, 19). Aquí estudiamos las propiedades fundamentales de otro isótopo con relevancia para RMN, 3He. Informamos sobre la determinación directa de su momento magnético nuclear, que es de suma importancia para la magnetometría absoluta, ya que constituye la primera calibración directa e independiente de sondas de RMN de 3He.

Las sondas de RMN, a diferencia de los dispositivos de interferencia cuántica superconductores o los sensores de magnetorresistencia gigantes, permiten mediciones del campo magnético absoluto con alta precisión, y las sondas de 3He, en particular, ofrecen una mayor precisión que las sondas de RMN de agua estándar6. Debido a las propiedades de los gases nobles, requieren correcciones sustancialmente menores debido a los efectos sistemáticos, como la dependencia de las impurezas, la forma de la sonda, la temperatura y la presión9. Además, el blindaje diamagnético, σ, del momento magnético nuclear desnudo por los electrones circundantes se conoce con mayor precisión para 3He que para muestras de agua, para las cuales estas contribuciones solo son accesibles por medición. En el caso del 3He atómico, el factor \(1-{\sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}\), que corrige el blindaje por el dos electrones, se ha calculado teóricamente con una precisión relativa de 10−10 (ref. 20), donde la incertidumbre viene dada por las correcciones QED despreciadas. Por lo tanto, las sondas 3He tienen una amplia variedad de aplicaciones de gran actualidad en metrología y calibración de campo en experimentos de precisión, como los experimentos muon g − 2 en Fermilab y J-PARC21,22. Sin embargo, hasta ahora, las únicas mediciones del momento magnético nuclear del 3He se han realizado sobre la base de comparaciones de la frecuencia de RMN del 3He con la del agua o el hidrógeno molecular10,11,23, y están limitadas a 12 partes por billón (ppb ) debido a la incertidumbre del factor de blindaje de los protones en el agua.

Hemos construido un experimento que permite la medición directa del momento magnético nuclear de 3He mediante la investigación de la estructura hiperfina de un solo ion 3He+ en una trampa de Penning, proporcionando una calibración directa e independiente de las sondas de RMN de 3He, además de mejorar la precisión en un factor de 10. El resultado establece las sondas 3He como un estándar independiente para la magnetometría absoluta y precisa. Por lo tanto, permite la calibración de sondas de agua midiendo la proporción de agua y frecuencias de RMN de 3He, lo que permite extraer el momento magnético protegido en el agua con una precisión relativa de 1 ppb en lugar de 12 ppb.

En 3He+, surge una división de la estructura de nivel debido al momento magnético del núcleo con espín nuclear \(I=\frac{1}{2}\) que interactúa con el campo magnético generado por el electrón en órbita. Investigar la estructura de niveles en un campo magnético externo nos permite extraer el momento magnético nuclear, lo que se ha hecho previamente con muonio24 e hidrógeno25. El efecto combinado hiperfino y Zeeman conduce a una división del estado fundamental electrónico 1s en cuatro subniveles magnéticos (Fig. 1), como se describe en la fórmula de Breit-Rabi26 hasta la teoría de perturbaciones de primer orden en la intensidad del campo magnético B:

Las energías de los estados hiperfinos E1, E2, E3 y E4 se representan en función del campo magnético según la ecuación (1). Las flechas debajo de mj y mI indican la orientación con respecto al campo magnético del momento angular total del electrón \(j=1/2\) y el espín nuclear \(I=1/2\), que son antiparalelos a los momentos magnéticos µe y µI, respectivamente. Las cuatro flechas de dos puntas indican las transiciones hiperfinas medidas en este trabajo. Las frecuencias de transición dadas en el lado derecho se refieren al campo magnético en la trampa de Penning \(B=5.7\) T, que está marcada en el gráfico con la línea negra discontinua.

En estas fórmulas, EHFS < 0 es la división hiperfina en B = 0 y µe y µI son los momentos magnéticos de espín del electrón y el núcleo, respectivamente. Sin embargo, con nuestra precisión experimental, deben tenerse en cuenta las correcciones de segundo orden de la fórmula anterior en B. Estos incluyen el cambio de Zeeman cuadrático, que es idéntico para los cuatro niveles involucrados y, por lo tanto, no tiene influencia en las frecuencias de transición, y la corrección de blindaje27. Este último modifica efectivamente el factor g nuclear desnudo gI a un factor g nuclear blindado \(g{{\prime} }_{I}={g}_{I}(1-{\sigma }_{{} ^{3}H{e}^{+}})\) del ion, de modo que los momentos magnéticos en las ecuaciones anteriores están relacionados con los factores g nucleares y electrónicos a través de \({\mu }_{I} =g{{\prime} }_{I}{\mu }_{{\rm{N}}}/2\) y \({\mu }_{e}={g}_{e}{ \mu }_{{\rm{B}}}/2\). Aquí, \({\mu }_{{\rm{B}}}=e\hbar /(2{m}_{e})\) es el magnetón de Bohr, \({\mu }_{{\ rm{N}}}=e\hbar /(2{m}_{p})\) es el magnetón nuclear, e es la carga elemental, \(\hbar \) es la constante de Planck reducida y me y mp son la masa del electrón28 y del protón29. En el trabajo actual, combinamos mediciones de cuatro frecuencias de transición \(({E}_{i}(B)-{E}_{j}(B))/h\) para determinar los tres parámetros \(g{ {\prime} }_{I}\), ge y EHFS, y además determina ge, EHFS y \({\sigma }_{{}^{3}{{\rm{He}}}^{+} }\) teóricamente. Este último es necesario para calcular el factor g nuclear desnudo a partir de \(g{{\prime} }_{I}\). Los resultados teóricos y experimentales de EHFS, cuando se combinan con gI, permiten extraer otro parámetro nuclear, a saber, el radio de Zemach que caracteriza la carga nuclear y la distribución de magnetización.

La interacción del electrón con el potencial nuclear se tiene en cuenta ampliando el factor g del electrón libre, en orden de prioridad corregido por el conocido término de Schwinger α/π, con términos adicionales30,31. El principal término de vinculación relativista entonces dice 32

que debe complementarse con correcciones de enlace QED de uno a cinco bucles, así como términos que se originan en el núcleo, a saber, el término de retroceso nuclear y los efectos de la estructura nuclear. Los valores numéricos de los términos contribuyentes se dan en la Información Complementaria. Nuestro resultado final para el factor g del electrón ligado en 3He+ es \({g}_{e}^{{\rm{theo}}}=-\,2.00217741625223(39)\,,\) donde la fracción la precisión es de 0,15 partes por trillón (ppt) y está predominantemente limitada por la incertidumbre de α a través del término de Schwinger.

Las contribuciones teóricas al desdoblamiento hiperfino de campo cero pueden representarse como33,34

donde el factor relativista es \(A(Z\alpha )=(2\gamma +1)/(\gamma (4{\gamma }^{2}-1))\) con \(\gamma =\sqrt{ 1-{(Z\alpha )}^{2}}\), y el prefactor de masa es \({\mathscr{M}}=({1+\frac{{m}_{e}}{{M }_{{\rm{N}}}})}^{-3}\) con la masa nuclear MN. Los términos de corrección δ en la ecuación anterior denotan tamaño nuclear finito, polarización nuclear, QED, polarización de vacío muónica y hadrónica, contribuciones electrodébiles y de retroceso nuclear, respectivamente. Evaluamos estas contribuciones como se describe en la Información complementaria y llegamos a la división hiperfina teórica de \({E}_{{\rm{HFS}}}^{{\rm{theo}}}=-\,8,\ ,665,\,701(19)\) kHz. El cálculo de la constante de blindaje es análogo a la teoría de ge y EHFS y se describe con más detalle en la Información complementaria. El valor total de esta constante es \({\sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{{\rm{e}}}^{+}}\,=0.00003550738(3)\ ), donde la incertidumbre está dominada por términos QED de orden superior ignorados. Esta alta precisión, debido al bajo valor de Zα y a los efectos nucleares suprimidos, permite una extracción precisa del factor g nuclear sin blindaje del factor g blindado medido.

En nuestro experimento de trampa de Penning de un solo ion, medimos las frecuencias de transición entre los estados hiperfinos en la ecuación (1) y, simultáneamente, el campo magnético, a través de la determinación precisa de la frecuencia del ciclotrón libre.

donde \(e/{m}_{{}^{3}{{\rm{He}}}^{+}}\) es la relación carga-masa del ion12.

La trampa de Penning que se muestra en la Fig. 2a se coloca en un imán superconductor de 5,7 T y está en contacto térmico con un baño de helio líquido. En la trampa de análisis (AT), un electrodo de níquel crea una falta de homogeneidad magnética que permite la detección del estado hiperfino, como se describe a continuación, pero también limita la precisión con la que se pueden medir las frecuencias propias y las frecuencias de transición del ion debido al ensanchamiento de la línea35. Estas frecuencias se pueden detectar con alta precisión en una segunda trampa, la trampa de precisión (PT), que está separada del AT por varios electrodos de transporte, de modo que la falta de homogeneidad magnética es menor por un factor de 10−5 (ver Fig. 2a) . Un ciclo de medición comienza con la determinación del estado hiperfino inicial en el AT. Luego, el ion se transporta adiabáticamente al PT, donde primero se mide la frecuencia del ciclotrón para determinar la frecuencia de transición hiperfina esperada. Posteriormente, la frecuencia del ciclotrón se mide nuevamente mientras una excitación de microondas impulsa una de las cuatro transiciones hiperfinas con un desplazamiento de frecuencia aleatorio con respecto a la frecuencia de resonancia esperada. Luego se analiza si se produjo un cambio del estado hiperfino en el PT después de transportar el ion de regreso al AT. Este proceso se repite varios cientos de veces para cada una de las cuatro transiciones para medir la probabilidad de transición en el campo magnético del PT en función de la desviación de frecuencia de microondas.

a, Vista seccional de la torre trampa que consta de electrodos cilíndricos y variación espacial del campo magnético dentro de la torre trampa a lo largo del eje z. Los anillos de aislamiento entre los electrodos se representan en azul, los electrodos de cobre en amarillo y el electrodo de níquel en gris. Todos los electrodos están chapados en oro. Las microondas para impulsar los giros giratorios se introducen en la trampa utilizando las bobinas de cobre en el costado de la trampa y a través de una guía de ondas desde la parte superior de la trampa (flecha blanca) en el caso de las transiciones de 4 GHz y 150 GHz, respectivamente. La segunda flecha blanca del lado izquierdo representa los electrones de un punto de emisión de campo utilizado para ionizar los átomos emitidos por la esfera de vidrio llena de 3He. La falta de homogeneidad magnética en la trampa de análisis se separa espacialmente del campo muy homogéneo en la trampa de precisión mediante electrodos de transporte. b, Frecuencia axial νz medida en el AT después de conducir resonantemente la transición electrónica \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \). La línea discontinua sirve para guiar el ojo. La frecuencia es 22 Hz más alta cuando el ion está en el estado \(|1\rangle \) en comparación con el estado \(|3\rangle \). Se puede observar el mismo cambio de frecuencia axial cuando se realiza la transición entre los estados \(|2\rangle \) y \(|4\rangle \).

La torre trampa (Fig. 2a) está rodeada por una cámara trampa, que está sellada del prevacío circundante para permitir tiempos de almacenamiento de iones de varios meses36. Por lo tanto, una fuente externa no puede introducir 3He en la trampa, sino que se libera de la esfera de vidrio de SO2 representada, que está llena de gas 3He. Debido a la permeabilidad fuertemente dependiente de la temperatura del SO2, los átomos de 3He pasan a través del vidrio solo cuando se calientan con una resistencia de calentamiento adjunta, y posteriormente pueden ser ionizados por un haz de electrones desde un punto de emisión de campo. Como se indica en la Fig. 1, impulsar las transiciones hiperfinas requiere microondas de aproximadamente 150 GHz y 4 GHz. Los primeros pueden ingresar a la cámara trampa a través de una ventana utilizando una guía de ondas de gran tamaño, mientras que los segundos se irradian utilizando las bobinas giratorias que se muestran.

En la trampa de Penning, el ion está confinado radialmente por el campo magnético homogéneo a lo largo del eje z y oscila armónicamente a lo largo de las líneas de campo con frecuencia νz debido al potencial electrostático cuadripolar creado por los electrodos de la trampa. La superposición de los campos magnético y electrostático conduce a dos movimientos propios en el plano radial: el ciclotrón modificado y el movimiento del magnetrón, con frecuencias ν+ y ν−, respectivamente. A partir de las frecuencias propias medidas, la frecuencia de ciclotrón libre νc se calcula mediante el llamado teorema de invariancia \({\nu }_{{\rm{c}}}=\sqrt{{\nu }_{+}^{2} +{\nu }_{z}^{2}+{\nu }_{-}^{2}}\), donde los cambios de frecuencia propia causados ​​por la desalineación de la trampa y la cancelación de elipticidad37. Para medir las frecuencias propias de movimiento, se conecta un circuito de tanque superconductor a un electrodo trampa y convierte la corriente de imagen inducida por el movimiento axial del ion en una señal de 'caída' de voltaje detectable38. Los dos movimientos radiales no se acoplan directamente al resonador sino que se termalizan y detectan mediante acoplamiento de banda lateral de radiofrecuencia39.

En la TA se utiliza el efecto Stern-Gerlach continuo40 para detectar cambios del estado hiperfino. La falta de homogeneidad cuadrática B2 creada por el electrodo ferromagnético conduce a un término adicional \(\Delta \Phi (z)=-\,\mu {B}_{2}{z}^{2}\) al potencial a lo largo del eje z, acoplando el momento magnético del ion µ a la frecuencia axial νz. Por lo tanto, un cambio de espín que cambia el momento magnético del ion en ∆µ da como resultado un desplazamiento de la frecuencia axial

Como se muestra en el diagrama de Breit-Rabi (Fig. 1), las transiciones electrónicas \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) y \(|2\rangle \leftrightarrow |4\rangle \), o la nuclear las transiciones \(|1\rangle \leftrightarrow |2\rangle \) y \(|3\rangle \leftrightarrow |4\rangle \), corresponden efectivamente a un spin-flip electrónico o nuclear. Un spin-flip electrónico se puede detectar a través de un salto de \(\Delta {\nu }_{z}=\pm 22\) Hz de la frecuencia axial, como se muestra en la Fig. 2b. Un spin-flip nuclear, por el contrario, provoca una señal ∆νz que es más pequeña en tres órdenes de magnitud en la misma falta de homogeneidad magnética, ya que \({\mu }_{e}/{\mu }_{I}\approx \mathrm{1000}\). Debido a la escala inversa de ∆νz con la masa de iones (consulte la ecuación (5)), la detección directa de giros nucleares sobre el fondo del ruido de frecuencia axial41 solo es posible para masas pequeñas y hasta ahora solo se ha demostrado para protones y anti. -protones42,43. En comparación con un protón, el 3He2+ tiene una masa más grande y un momento magnético de espín más pequeño, de modo que la señal que indica un cambio de espín es más pequeña por un factor de cuatro y no es detectable a menos que el ruido de frecuencia axial se reduzca significativamente, por ejemplo, a través del enfriamiento simpático del láser44 . Sin embargo, en el caso de 3He+ se puede emplear un método novedoso que deduce el estado de espín nuclear a partir de transiciones electrónicas más fáciles de detectar. Si el ion está en estado hiperfino \(|1\rangle \) o \(|3\rangle \) el estado de espín nuclear es \(|\uparrow \rangle \), mientras que los estados \(|2\rangle \) y \(|4\rangle \) implica que el estado de espín nuclear es \(|\downarrow \rangle \) (comparar con la Fig. 1). Por lo tanto, dependiendo del estado nuclear, solo se puede impulsar una de las dos transiciones electrónicas \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) y \(|2\rangle \leftrightarrow |4\rangle \). Por lo tanto, el estado nuclear se puede encontrar excitando ambas transiciones electrónicas alternativamente hasta que se produzca un cambio de espín.

Tanto la resonancia nuclear como la electrónica se midieron varias veces para diferentes potencias de microondas y en la Fig. 3 se muestran curvas de resonancia ejemplares. Los parámetros ge, \({g}_{I}^{{\prime} }\) y EHFS son extraído por un análisis de máxima verosimilitud asumiendo una forma de línea gaussiana. La incertidumbre sistemática impuesta por las modificaciones de forma de línea no analíticas de las curvas de resonancia (Tabla 1) se calcula a partir de la desviación de una forma de línea gaussiana de las dos formas de línea asimétricas derivadas en las refs. 45,46, que tienen en cuenta la falta de homogeneidad del campo magnético residual en el PT (ver Información complementaria). Los valores finales incluyen solo mediciones con potencias de microondas pequeñas donde los resultados son independientes del modelo de forma de línea. Están corregidos por los cambios sistemáticos debido a las imperfecciones de los campos magnéticos y electrostáticos, el ajuste de inmersión axial, el aumento de masa relativista y la carga de imagen inducida en los electrodos trampa28,42,43,47,48 (consulte la Tabla 1). Los dos parámetros \({g}_{I}^{{\prime} }\) y EHFS solo tienen una dependencia débil del factor g del electrón y se determinan combinando una resonancia de cada transición nuclear en un ajuste dejando ge fijado al valor teórico. De manera similar, el factor g del electrón se ajusta con un valor fijo para los dos parámetros nucleares \({g}_{I}^{{\prime} }\) y EHFS de los cuales las frecuencias de transición electrónica dependen solo débilmente. En cada caso, cambiar el parámetro fijo por \(3\sigma \) conduce a un cambio del resultado que es más de dos órdenes de magnitud menor que la incertidumbre estadística.

a-d, el eje x es la diferencia de la frecuencia a la que se impulsó el spin-flip y la frecuencia de resonancia esperada en el campo B medido simultáneamente, asumiendo la ecuación de Breit-Rabi con los parámetros calculados teóricamente. La línea verde se calcula a partir de un análisis de máxima verosimilitud asumiendo una forma de línea gaussiana. Transiciones de espín nuclear \(|1\rangle \leftrightarrow |2\rangle \) (a) y \(|3\rangle \leftrightarrow |4\rangle \) (b), donde los nombres de los estados se relacionan con el Breit– Diagrama de Rabi en la Fig. 1. Transiciones de espín electrónico \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) (c) y \(|2\rangle \leftrightarrow |4\rangle \) (d). Todas las barras de error corresponden al intervalo de confianza \(1\sigma \) (68%).

El resultado del factor g nuclear blindado \(g{{\prime} }_{I}\,=\) \(-4.2550996069(30{)}_{{\rm{stat}}}(17{) }_{{\rm{sys}}}\) se usa para calcular el factor g del núcleo desnudo \({g}_{I}={g}_{I{\prime} }/(1- \,{\sigma }_{{}^{3}H{e}^{+}})=-4.2552506997{(30)}_{{\rm{stat}}}{(17)}_{{ \rm{sys}}}{(1)}_{{\rm{theo}}}\). La última incertidumbre se debe al valor teórico del blindaje diamagnético \({\sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{{\rm{e}}}^{+}}\) . El momento magnético blindado que proporciona la calibración de las sondas de RMN de 3He \({\mu }_{{}^{3}{\rm{He}}}={\mu }_{{\rm{N}}}/ 2\cdot {g}_{I}(1-{\sigma }_{{}^{3}{\rm{He}}})\) luego sigue insertando el factor de blindaje calculado \(1-{\ sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}\) del 3He atómico (ref. 20) y el magnetón nuclear µN (ref. 12). Los dos últimos valores tienen una incertidumbre relativa de \(1\times 1{0}^{-10}\) y \(3\times 1{0}^{-10}\) y el resultado \({\mu }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}=-\,16.217050033(14)\) MHz T−1 es un orden de magnitud más preciso que el indirecto más preciso determinación11. Esta es la primera calibración independiente para sondas de 3He y aplicable, por ejemplo, en los experimentos muon g – 221,22, que actualmente se basan en sondas de RMN de agua. Nuestro valor para gI se compara con determinaciones indirectas anteriores en la Fig. 4. La desviación relativa de 22 ppb del resultado indirecto más preciso corresponde a tres veces el ancho de línea de resonancia o, alternativamente, un cambio relativo del campo B medido en 10−8. Tal cambio sistemático en la medición del campo magnético se puede excluir debido a la concordancia dentro de 1σ del factor g teórico del electrón \({g}_{e}^{{\rm{theo}}}\) (ver arriba) y el resultado experimental \({g}_{e}^{{\rm{\exp }}}=-\,2.00217741579(34{)}_{{\rm{stat}}}(30{)}_ {{\rm{sys}}}\), que se midió más de un orden de magnitud con más precisión que 10−8. Las determinaciones indirectas de gI asumen el blindaje en agua a 25 °C de \({\sigma }_{{H}_{2}O}=25.691(11)\times 1{0}^{-6}\) (ref. 12) y la relación de frecuencia de RMN medida \(\nu {{\prime} }_{{{\rm{H}}}_{2}{\rm{O}}}/\nu {{\ primo} }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}\). En consecuencia, la combinación de esta relación de frecuencia10 con nuestro resultado para gI produce un blindaje de desviación en el agua de \({\sigma }_{{H}_{2}O}\,=25,6689(45)\times 1{0}^{ -6}\), usando

Comparación de mediciones previas del factor g nuclear desnudo gI de 3He y el valor dado en este trabajo. Todos los resultados anteriores se derivaron de comparaciones de la frecuencia de RMN de 3He con la del agua o el hidrógeno molecular. Todas las barras de error corresponden al intervalo de confianza de 1σ (68%).

Aquí, gp es el protón g-factor42. Este resultado corresponde a una incertidumbre relativa de 4,5 ppb para el momento magnético blindado en el agua \({\mu }_{{H}_{2}O}={\mu }_{{\rm{N}}}/ 2\cdot {g}_{p}(1-{\sigma }_{{H}_{2}O})\), limitado por la incertidumbre de la medición de la relación de frecuencia.

La diferencia entre nuestro \({E}_{{\rm{HFS}}}^{{\rm{theo}}}\) calculado teóricamente y el valor experimental mucho más preciso de \({E} _ {{\rm{HFS}}}^{\exp }=-\,8,665,649,865.77{(26)}_{{\rm{stat}}}{(1)}_{{\rm{sys}}} \) Hz es 6 ppm. En un trabajo teórico anterior, la discrepancia era de 46 ppm (ref. 49). en ref. 17, se toma una diferencia de 222 ppm entre la predicción QED y el valor experimental como una estimación de las contribuciones a la división hiperfina debido a los efectos nucleares. El resultado experimental \({E}_{{\rm{HFS}}}^{\exp }\) está de acuerdo con la medida anterior más precisa \(-\mathrm{8,665,649,867}(10)\) Hz (ref. . 14), al tiempo que mejora la precisión en dos órdenes de magnitud. Se utiliza para extraer el radio de Zemach \({r}_{{\rm{Z}}}=2.608(24)\) fm, como se describe en la Información complementaria, que difiere en 2.8σ de \({r} _ {{\rm{Z}}}=2.528(16)\) previamente determinado a partir de datos de dispersión de electrones50.

En el futuro, es posible mejorar las mediciones al reducir primero la falta de homogeneidad magnética de la trampa de precisión, lo que reduce el ancho de la línea de resonancia, así como los efectos sistemáticos en la forma de la línea de resonancia, y segundo al introducir métodos de detección sensibles a la fase para mediciones de campo magnético más precisas2 . Además, el método de medición que se describe aquí se puede aplicar para determinar el momento magnético nuclear de otros iones similares al hidrógeno que son demasiado pesados ​​para la detección directa del giro del espín nuclear a través del efecto Stern-Gerlach. Observamos que He+ es el único ion de un electrón donde las incertidumbres que surgen de la estructura nuclear son lo suficientemente pequeñas como para permitir adicionalmente una determinación competitiva de α51, siempre que la incertidumbre experimental de \({g}_{e}\) se pueda disminuir en futuro por órdenes de magnitud. Como paso siguiente, el momento magnético del núcleo desnudo de 3He2+ se puede medir directamente en una trampa de Penning con una precisión relativa del orden de 1 ppb o mejor implementando enfriamiento por láser simpático52.

Los conjuntos de datos generados y analizados durante este estudio están disponibles a pedido del autor correspondiente.

El código utilizado durante este estudio está disponible a pedido del autor correspondiente.

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Este trabajo es parte y está financiado por Max Planck Society y RIKEN. Además, este proyecto ha recibido financiación del Consejo Europeo de Investigación (ERC) en el marco del programa de investigación e innovación Horizonte 2020 de la Unión Europea en virtud del acuerdo de subvención no. 832848-FunI y reconocemos la financiación y el apoyo de la Escuela Internacional de Investigación Max Planck para Pruebas de Precisión de Simetrías Fundamentales (IMPRS-PTFS) y del Centro Max Planck RIKEN PTB para Tiempo, Constantes y Simetrías Fundamentales. Agradecemos los útiles debates con T. Chupp, T. Mibe, K. Shimomura, K. Sasaki, W. Heil, P. Blümler, H. Busemann y M. Moutet.

Financiamiento de acceso abierto proporcionado por la Sociedad Max Planck.

Instituto Max Planck de Física Nuclear, Heidelberg, Alemania

Schneider A, Sikora B, Dickopf S, Müller M, Oreshkina NS, Rischka A, Valuev IA, Harman Z, Keitel CH, Mooser A y Blaum K

RIKEN, laboratorio de simetrías fundamentales de Ulmer, Wako, Japón

San Ulmer

Instituto de Física, Universidad Johannes Gutenberg de Mainz, Mainz, Alemania

J.Walz

Instituto Helmholtz Mainz, Mainz, Alemania

J.Walz

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AM, AS, SD y MM realizaron las mediciones y BS, ZH, NSO e IAV realizaron los cálculos QED. El manuscrito fue escrito por AS, AM, SU, KB, ZH, BS, NSO, IAV, JW y AR y discutido y aprobado por todos los coautores.

Correspondencia a A. Schneider.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature agradece a los revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Texto complementario, figuras y tablas sobre los métodos experimentales y el cálculo del factor g electrónico, el parámetro de blindaje, la división hiperfina de campo cero y el radio de Zemach.

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Reimpresiones y permisos

Schneider, A., Sikora, B., Dickopf, S. et al. Medida directa de los momentos magnéticos del 3He+. Naturaleza 606, 878–883 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04761-7

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Recibido: 01 Marzo 2021

Aceptado: 13 abril 2022

Publicado: 08 junio 2022

Fecha de emisión: 30 de junio de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-04761-7

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