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Jul 25, 2023

3He+ 磁気モーメントの直接測定

Natura Volume 606, pagine

Nature volume 606、pages 878–883 (2022)この記事を引用

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3 引用

83 オルトメトリック

メトリクスの詳細

ヘリウム 3 は現在、基礎物理学 1、2、3、核および原子構造 4、5、磁力測定および計測学 6、さらには化学および医学 7、8 の研究における最も重要な候補の 1 つとなっています。 特に、 3He 核磁気共鳴 (NMR) プローブは、絶対磁力測定の新しい標準として提案されています 6,9。 これには 3He 核磁気モーメントの高精度の値が必要ですが、これまでのところ間接的にのみ、12 パーツ/ビロンの相対精度で決定されています 10,11。 ここでは、3He+ の核 g 因子を直接測定するために、ペニング トラップ内の 3He+ 基底状態超微細構造を調査します \({g}_{I}^{{\prime} }=-\,4.2550996069(30{)} _{{\rm{stat}}}(17{)}_{{\rm{sys}}}\)、ゼロフィールド超微細分割 \({E}_{{\rm{HFS}}}^ {\exp }=-\,8,\,665,\,649,\,865.77{(26)}_{{\rm{stat}}}{(1)}_{{\rm{sys}} }\) Hz と束縛電子の g 因子 \({g}_{e}^{{\rm{\exp }}}=-\,2.00217741579(34{)}_{{\rm{stat}} }(30{)}_{{\rm{sys}}}\)。 後者は、参考文献のパラメータと基本定数に基づく理論値 \({g}_{e}^{{\rm{theo}}}=-\,2.00217741625223(39)\) と一致しています。 12. 3He+ 核の g 因子の測定値により、裸核の g 因子を決定できます \({g}_{I}=-\,4.2552506997(30{)}_{{\rm{stat} }}(17{)}_{{\rm{sys}}}(1{)}_{{\rm{theo}}}\) 反磁性シールド定数の正確な計算による13 \({\sigma }_ {{}^{3}{\mathrm{彼}}^{+}}=0.00003550738(3)\)。 これは 3He NMR プローブの直接的な校正となり、以前の間接的な結果と比較して精度が 1 桁向上します。 測定されたゼロフィールド超微細分割により、以前の最も正確な値 14 と比較して精度が 2 桁向上し、\({r}_{Z}=2.608(24)\) fm までのゼマッハ半径 15 を決定できるようになります。

単純な物理システムの基本特性を正確かつ正確に測定することで、自然に対する理解のテストや、素粒子物理学 (SM) の標準モデルを超えた物理学の探索や制約をテストすることができます。 たとえば、3He+ の 2s 状態の超微細分裂の測定 (参考文献 16) は、低い原子番号 Z での束縛状態量子電気力学理論 (QED)17 の最も感度の高いテストの 1 つを提供します。精度を向上させるには、必然的に、実験エラーや結果の誤解を排除するために、系統的効果の正確な説明とより深い理解が必要になります。 顕著な例は、軽イオンの質量の不一致であり、これは軽イオンと質量のパズルの文脈で再検討される必要があります2。 さらに、209Bi82+,80+の超微細構造の測定とSMの予測との間の不一致は、NMR測定を繰り返して209Biの核磁気モーメントを決定することによって解決できた(参考文献18、19)。 ここでは、NMR に関連する別の同位体である 3He の基本特性を研究します。 我々は、その核磁気モーメントの直接測定について報告します。これは、 3He NMR プローブの最初の直接かつ独立した校正を構成するため、絶対磁力測定にとって最も重要です。

NMR プローブは、超伝導量子干渉装置や巨大磁気抵抗センサーとは異なり、絶対磁場の高精度な測定を可能にし、特に 3He プローブは標準的な水 NMR プローブよりも高い精度を実現します6。 希ガスの特性により、不純物、プローブの形状、温度、圧力への依存などの体系的な影響により、必要な補正は大幅に小さくなります9。 さらに、周囲の電子による裸の核磁気モーメントの反磁性遮蔽 σ は、水サンプルよりも 3He の方が正確にわかっており、これらの寄与は測定によってのみ得られます。 原子 3He の場合、係数 \(1-{\sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}\) は、 2 つの電子は理論的に 10−10 の相対精度で計算されています (参考文献 20)。ここで、不確実性は無視された QED 補正によって与えられます。 したがって、 3He プローブは、フェルミ研究所や J-PARC でのミュオン g - 2 実験など、計測学や精密実験におけるフィールド校正において非常に話題性の高い用途に幅広く使用されています 21,22。 しかし、これまでのところ、 3He の核磁気モーメントの測定は 3He の NMR 周波数と水または分子状水素の NMR 周波数の比較に基づいてのみ行われており 10,11,23 であり、その測定値は 12 ppb (ppb) に制限されています。 ) 水中の陽子の遮蔽係数が不確実であるため。

私たちは、ペニングトラップ内の単一 3He+ イオンの超微細構造を調査することで 3He 核磁気モーメントの直接測定を可能にする実験を構築しました。これにより、3He NMR プローブの直接的かつ独立した校正が可能になり、精度が 1 倍向上します。 10. この結果により、 3He プローブが絶対的かつ正確な磁力測定のための独立した標準として確立されました。 したがって、水と 3He NMR 周波数の比を測定することで水プローブの校正が可能になり、これにより水中の遮蔽された磁気モーメントを 12 ppb ではなく 1 ppb の相対精度で抽出できるようになります。

3He+ では、周回電子によって生成される磁場と相互作用する核スピン \(I=\frac{1}{2}\) を持つ原子核の磁気モーメントにより、準位構造の分裂が発生します。 外部磁場中の準位構造を調べることにより、これまでミュオニウム 24 や水素 25 を用いて行われてきた核磁気モーメントを抽出することができます。 超微細効果とゼーマン効果の組み合わせにより、磁場強度 B における一次摂動理論までのブライト・ラビの公式 26 で説明されるように、1 秒の電子基底状態が 4 つの磁気サブレベルに分割されます (図 1)。

超微細状態 E1、E2、E3、および E4 のエネルギーは、式 (1) に従って磁場の関数としてプロットされます。 mj と mI の下の矢印は、電子 \(j=1/2\) と核スピン \(I=1/2\) の全角運動量の磁場に対する向きを示しており、これらは反平行です。それぞれ磁気モーメント µe と µI。 4 つの両矢印は、この研究で測定された超微細遷移を示します。 右側に示されている遷移周波数は、プロット内で黒い点線で示されているペニング トラップ \(B=5.7\) T 内の磁場を指します。

これらの式において、EHFS < 0 は B = 0 での超微細分裂であり、μe とμI はそれぞれ電子と原子核のスピン磁気モーメントです。 ただし、実験の精度では、上の式 B の 2 次補正を考慮する必要があります。 これらには、関連する 4 つのレベルすべてで同一であり、したがって遷移周波数に影響を及ぼさない二次ゼーマン シフトと、シールド補正が含まれます27。 後者は、裸の核 g 因子 gI をシールドされた核 g 因子 \(g{{\prime} }_{I}={g}_{I}(1-{\sigma }_{{}) に効果的に変更します。イオンの ^{3}H{e}^{+}})\) なので、上記の方程式の磁気モーメントは \({\mu }_{I} を介して核および電子の g 因子に関連付けられます) =g{{\prime} }_{I}{\mu }_{{\rm{N}}}/2\) および \({\mu }_{e}={g}_{e}{ \mu }_{{\rm{B}}}/2\)。 ここで、 \({\mu }_{{\rm{B}}}=e\hbar /(2{m}_{e})\) はボーア磁子、 \({\mu }_{{\ rm{N}}}=e\hbar /(2{m}_{p})\) は核磁子、e は素電荷、\(\hbar \) は換算プランク定数、me と mp は次のとおりです。電子28と陽子29の質量。 現在の研究では、4 つの遷移周波数の測定値 \(({E}_{i}(B)-{E}_{j}(B))/h\) を組み合わせて、3 つのパラメータ \(g{ {\prime} }_{I}\)、ge、EHFS、さらに ge、EHFS、\({\sigma }_{{}^{3}{{\rm{He}}}^{+} を決定します}\) 理論的には。 後者は、測定された \(g{{\prime} }_{I}\) から裸の核 g 因子を計算するために必要です。 EHFS の理論的および実験的結果を gI と組み合わせると、さらなる核パラメーター、つまり核の電荷と磁化分布を特徴付けるゼマッハ半径の抽出が可能になります。

電子と核ポテンシャルの相互作用は、よく知られているシュウィンガー項 α/π と追加の項で補正された自由電子の g 因子を拡張することによって考慮されます 30,31。 主要な相対論的結合項は次のようになります32

これは、1 から 5 ループの QED 結合補正と、核に由来する項、つまり核反動項と核構造効果で補完する必要があります。 寄与項の数値は補足情報に記載されています。 3He+ に結合している電子の g 因子の最終結果は \({g}_{e}^{{\rm{theo}}}=-\,2.00217741625223(39)\,,\) です。精度は 0.15 兆分の 1 (ppt) で、シュウィンガー項による α の不確実性によって主に制限されます。

ゼロフィールド超微細分割への理論的寄与は次のように表すことができます 33,34

ここで、相対論的因子は \(A(Z\alpha )=(2\gamma +1)/(\gamma (4{\gamma }^{2}-1))\) で、\(\gamma =\sqrt{ 1-{(Z\alpha )}^{2}}\)、質量プレファクターは \({\mathscr{M}}=({1+\frac{{m}_{e}}{{M }_{{\rm{N}}}})}^{-3}\) と核質量 MN。 上式のδ補正項は、それぞれ、有限核サイズ、核分極、QED、ミューオンおよびハドロン真空分極、電弱および核反動の寄与を示します。 これらの寄与を補足情報で説明されているように評価し、理論的な超微細分割 \({E}_{{\rm{HFS}}}^{{\rm{theo}}}=-\,8,\) に到達します。 ,665,\,701(19)\) kHz。 シールド定数の計算は ge および EHFS の理論に似ており、補足情報でさらに説明されています。 この定数の合計値は \({\sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{{\rm{e}}}^{+}}\,=0.00003550738(3)\ )、不確実性は無視された高次の QED 項によって支配されます。 Zα の値が低く、核効果が抑制されているため、この高い精度により、測定された遮蔽された g 因子から遮蔽されていない核の g 因子を正確に抽出することができます。

単一イオンのペニングトラップ実験では、自由サイクロトロン周波数の正確な測定により、方程式 (1) の超微細状態間の遷移周波数を測定し、同時に磁場も測定します。

ここで \(e/{m}_{{}^{3}{{\rm{He}}}^{+}}\) はイオン 12 の電荷対質量比です。

図2aに示すペニングトラップのセットアップは、5.7 Tの超伝導磁石内に配置され、液体ヘリウム槽と熱的に接触しています。 分析トラップ (AT) では、ニッケル電極が磁気的不均一性を生み出し、以下で説明するように超微細状態の検出を可能にしますが、線の広がりによりイオンの固有振動数と遷移周波数の測定精度も制限されます 35。 これらの周波数は、2番目のトラップである精密トラップ（PT）で高精度に検出できます。このトラップは、ATからいくつかの輸送電極によって分離されているため、磁気的不均一性は10−5倍小さくなります（図2aを参照）。 。 測定サイクルは、AT の初期超微細状態を決定することから始まります。 次に、イオンは断熱的に PT に輸送され、そこで最初にサイクロトロン周波数が測定されて、予想される超微細遷移周波数が決定されます。 その後、マイクロ波励起により、予想される共振周波数に対してランダムな周波数オフセットで 4 つの超微細遷移の 1 つが駆動される間に、サイクロトロン周波数が再度測定されます。 イオンを AT に輸送して戻した後、PT で超微細状態の変化が発生したかどうかが分析されます。 このプロセスは 4 つの遷移のそれぞれに対して数百回繰り返され、マイクロ波周波数オフセットの関数として PT の磁場における遷移確率が測定されます。

a、円筒形の電極からなるトラップタワーの断面図と、トラップタワー内のz軸に沿った磁場の空間的変化。 電極間の絶縁リングは青色、銅電極は黄色、ニッケル電極は灰色で示されています。 すべての電極は金メッキされています。 スピンフリップを駆動するためのマイクロ波は、それぞれ 4 GHz と 150 GHz の遷移の場合、トラップ側面の銅コイルを使用して、トラップ上部 (白い矢印) から導波管を通してトラップに導入されます。 左側の 2 番目の白い矢印は、3He 充填ガラス球によって放出された原子をイオン化するために使用される電界放出点からの電子を表しています。 分析トラップ内の磁気不均一性は、輸送電極によって精密トラップ内の非常に均一な場から空間的に分離されます。 b、電子遷移 \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) を共振駆動した後に AT で測定された軸周波数 νz。 破線は目を誘導する役割を果たします。 イオンが状態 \(|1\rangle \) にあるときは、状態 \(|3\rangle \) に比べて周波数が 22 Hz 高くなります。 状態 \(|2\rangle \) と \(|4\rangle \) の間で遷移するときにも、同じ軸方向の周波数シフトが観察されます。

トラップ タワー (図 2a) はトラップ チャンバーで囲まれており、周囲の予真空から密閉されているため、数か月のイオン貯蔵時間が可能です 36。 したがって、 3He は外部ソースによってトラップに導入することはできませんが、その代わりに、 3He ガスで満たされた図示の SO2 ガラス球から放出されます。 SO2 の透過性は温度に強く依存するため、3He 原子は付属の加熱抵抗器で加熱した場合にのみガラスを通過し、その後電界放出点からの電子ビームによってイオン化できます。 図 1 に示すように、超微細遷移を駆動するには、約 150 GHz と 4 GHz のマイクロ波が必要です。 前者は特大の導波管を使用して窓を通ってトラップチャンバーに入ることができ、後者は図示のスピンフリップコイルを使用して照射されます。

ペニング トラップでは、イオンは z 軸に沿った均一磁場によって半径方向に閉じ込められ、トラップ電極によって生成される四極静電ポテンシャルにより、磁力線に沿って周波数 νz で調和振動します。 磁界と静電界の重ね合わせにより、動径面内に 2 つの固有運動、つまり、それぞれ周波数 ν+ と ν- をもつ修正サイクロトロン運動とマグネトロン運動が生じます。 測定された固有周波数から、自由サイクロトロン周波数 νc は、いわゆる不変定理 \({\nu }_{{\rm{c}}}=\sqrt{{\nu }_{+}^{2} +{\nu }_{z}^{2}+{\nu }_{-}^{2}}\)、トラップの位置ずれと楕円率キャンセルによって固有周波数がシフトします37。 運動固有振動数を測定するために、超電導タンク回路が 1 つのトラップ電極に取り付けられ、イオンの軸方向の動きによって誘導されるイメージ電流を検出可能な電圧「ディップ」信号に変換します 38。 2 つの半径方向の動きは共振器に直接結合しませんが、熱化され、高周波側波帯結合を使用して検出されます 39。

AT では、連続的なシュテルン・ゲルラッハ効果 40 を利用して超微細状態の変化を検出します。 強磁性電極によって生成される二次不均一性 B2 は、線に沿ったポテンシャルに対する追加項 \(\Delta \Phi (z)=-\,\mu {B}_{2}{z}^{2}\) をもたらします。 z 軸。イオンの磁気モーメント μ を軸周波数 νz に結合します。 したがって、イオンの磁気モーメントをΔμだけ変化させるスピンフリップにより、軸周波数がシフトします。

ブライト-ラビ図 (図 1) に示すように、電子遷移 \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) および \(|2\rangle \leftrightarrow |4\rangle \)、または核遷移遷移 \(|1\rangle \leftrightarrow |2\rangle \) と \(|3\rangle \leftrightarrow |4\rangle \) は、実質的に電子または核のスピンフリップに対応します。 電子スピン反転は、図2bに示すように、軸周波数の \(\Delta {\nu }_{z}=\pm 22\) Hz ジャンプによって検出できます。 対照的に、核スピン反転では、同じ磁気不均一性でも 3 桁小さい信号 ∆νz が発生します。 \mathrm{1,000}\)。 イオン質量による ∆νz の逆スケーリング (式 (5) を参照) により、軸方向周波数ノイズ 41 を背景にした核スピン反転の直接検出は、小さな質量に対してのみ可能であり、これまでのところ陽子と反子に対してのみ実証されています。 -陽子42、43。 陽子と比較して、3He2+ は質量が大きく、スピン磁気モーメントが小さいため、スピン反転を示す信号は 4 分の 1 小さくなり、たとえば共感レーザー冷却によって軸周波数ノイズが大幅に低減されない限り検出できません 44 。 ただし、 3He+ の場合は、より簡単に検出可能な電子遷移から核スピン状態を推定する新しい方法を使用できます。 イオンが超微細状態 \(|1\rangle \) または \(|3\rangle \) にある場合、核スピン状態は \(|\uparrow \rangle \) ですが、状態 \(|2\rangle \) および\(|4\rangle \) は、核スピン状態が \(|\downarrow \rangle \) であることを意味します (図 1 と比較)。 したがって、核の状態に応じて、2 つの電子遷移 \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) と \(|2\rangle \leftrightarrow |4\rangle \) のうちの 1 つだけを駆動できます。 したがって、核状態は、スピン反転が起こるまで両方の電子遷移を交互に励起することによって見つけることができます。

核共鳴と電子共鳴の両方が、異なるマイクロ波出力で数回測定され、例示的な共鳴曲線が図 3 に示されています。パラメーター ge、\({g}_{I}^{{\prime} }\) および EHFS は次のとおりです。ガウス線形を仮定した最尤解析によって抽出されました。 共振曲線の非解析的な線形変更によって課せられる体系的な不確実性 (表 1) は、参考文献で導出された 2 つの非対称線形からのガウス線形の偏差から計算されます。 これは、PT 内の残留磁場の不均一性を考慮しています (補足情報を参照)。 最終値には、結果が線形モデルに依存しない小さなマイクロ波出力での測定値のみが含まれます。 これらは、静電界および磁界の不完全性、軸ディップフィット、相対論的質量増加、およびトラップ電極に誘導されるイメージ電荷による系統的なシフトについて補正されています 28、42、43、47、48 (表 1 を参照)。 2 つのパラメーター \({g}_{I}^{{\prime} }\) と EHFS は電子の g 因子に弱い依存性のみを持ち、各核遷移の 1 つの共鳴を 1 回のフィットで組み合わせることによって決定されます。理論値に固定されています。 同様に、電子の g 因子には、電子遷移周波数が弱くしか依存しない 2 つの核パラメータ \({g}_{I}^{{\prime} }\) と EHFS の固定値が当てはめられます。 いずれの場合も、固定パラメータを \(3\sigma \) だけ変更すると、統計的不確実性より 2 桁以上小さい結果のシフトが生じます。

a – d、x 軸は、スピンフリップが駆動された周波数と、理論的に計算されたパラメーターを使用してブライト – ラビ方程式を仮定した、同時に測定された B 磁場での予想される共鳴周波数の差です。 緑色の線は、ガウス線形状を仮定した最尤法分析から計算されます。 核スピン遷移 \(|1\rangle \leftrightarrow |2\rangle \) (a) および \(|3\rangle \leftrightarrow |4\rangle \) (b)、ここでの州の名前はブライトに関連しています。図 1 のラビ図。電子スピン遷移 \(|1\rangle \leftrightarrow |3\rangle \) (c) および \(|2\rangle \leftrightarrow |4\rangle \) (d)。 すべての誤差範囲は \(1\sigma \) 信頼区間 (68%) に対応します。

遮蔽核 g 因子の結果 \(g{{\prime} }_{I}\,=\) \(-4.2550996069(30{)}_{{\rm{stat}}}(17{) }_{{\rm{sys}}}\) は、裸核の g 因子 \({g}_{I}={g}_{I{\prime} }/(1- \,{\sigma }_{{}^{3}H{e}^{+}})=-4.2552506997{(30)}_{{\rm{stat}}}{(17)}_{{ \rm{sys}}}{(1)}_{{\rm{theo}}}\)。 後者の不確実性は、反磁性シールドの理論値 \({\sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{{\rm{e}}}^{+}}\) によるものです。 。 3He NMR プローブの校正を行うシールドされた磁気モーメント \({\mu }_{{}^{3}{\rm{He}}}={\mu }_{{\rm{N}}}/ 2\cdot {g}_{I}(1-{\sigma }_{{}^{3}{\rm{He}}})\) の後に、計算された遮蔽係数 \(1-{\) が挿入されます。原子 3He (参考文献 20) と核磁子 µN (参考文献 12) の sigma }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}\)。 後の 2 つの値には \(1\times 1{0}^{-10}\) と \(3\times 1{0}^{-10}\) の相対的な不確実性があり、結果は \({\mu }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}=-\,16.217050033(14)\) MHz T−1 は、最も正確な間接法よりも 1 桁正確です決意11． これは 3He プローブの初のスタンドアロン校正であり、例えば、現在水 NMR プローブに依存しているミュオン g – 2 実験 21,22 などに適用できます。 gI の値は、図 4 で以前の間接的な測定と比較されています。最も正確な間接的な結果からの 22 ppb の相対偏差は、共鳴線幅の 3 倍、または測定された B 磁場の 10−8 の相対シフトに相当します。 磁場測定におけるこのような系統的なシフトは、理論上の電子 g 因子 \({g}_{e}^{{\rm{theo}}}\) の 1σ 以内の一致により除外できます (上記を参照)そして実験結果 \({g}_{e}^{{\rm{\exp }}}=-\,2.00217741579(34{)}_{{\rm{stat}}}(30{)}_ {{\rm{sys}}}\)、これは 10−8 よりも 1 桁以上正確に測定されました。 gI の間接的な決定では、25 °C の水中での遮蔽が \({\sigma }_{{H}_{2}O}=25.691(11)\times 1{0}^{-6}\) であると仮定します。 (ref. 12) と測定された NMR 周波数比 \(\nu {{\prime} }_{{{\rm{H}}}_{2}{\rm{O}}}/\nu {{\プライム} }_{{}^{3}{\rm{H}}{\rm{e}}}\)。 したがって、この周波数比 10 を gI の結果と組み合わせると、水中での偏差シールドは \({\sigma }_{{H}_{2}O}\,=25.6689(45)\times 1{0}^{) となります。 -6}\)、使用

3He の裸の核 g 因子 gI の以前の測定値とこの研究で与えられた値の比較。 これまでの結果はすべて、 3He の NMR 周波数と水または分子状水素の NMR 周波数の比較から得られました。 すべてのエラーバーは 1σ 信頼区間 (68%) に対応します。

ここで、gp はプロトン g-factor42 です。 この結果は、水中の遮蔽された磁気モーメントの相対不確かさ 4.5 ppb に相当します \({\mu }_{{H}_{2}O}={\mu }_{{\rm{N}}}/ 2\cdot {g}_{p}(1-{\sigma }_{{H}_{2}O})\)、周波数比測定の不確かさによって制限されます。

上記の理論的に計算された \({E}_{{\rm{HFS}}}^{{\rm{theo}}}\) と、より正確な実験値 \({E} _{{\rm{HFS}}}^{\exp }=-\,8,665,649,865.77{(26)}_{{\rm{stat}}}{(1)}_{{\rm{sys}}} \) Hz は 6 ppm です。 以前の理論的研究では、その不一致は 46 ppm でした (参考文献 49)。 参照では。 図１７では、ＱＥＤ予測と実験値との間の２２２ｐｐｍの差が、核効果による超微細分裂への寄与の推定値としてみなされる。 実験結果 \({E}_{{\rm{HFS}}}^{\exp }\) は、以前の最も正確な測定値 \(-\mathrm{8,665,649,867}(10)\) Hz (ref) と一致しています。 .14)、精度が 2 桁向上します。 補足情報で説明されているように、ゼマッハ半径 \({r}_{{\rm{Z}}}=2.608(24)\) fm を抽出するために使用されます。これは \({r} とは 2.8σ 異なります) _{{\rm{Z}}}=2.528(16)\) は電子散乱データから以前に決定されました50。

将来的には、まず高精度トラップの磁気的不均一性を低減し、共鳴線幅と共鳴線形状への系統的影響を低減し、次に、より正確な磁場測定のための位相敏感検出法を導入することにより、測定の改善が可能になります2。 。 さらに、ここで説明する測定方法は、シュテルン・ガーラッハ効果による直接核スピン反転検出には重すぎる他の水素状イオンの核磁気モーメントを決定するために適用できます。 \({g}_{e}\) の実験的不確実性を低減できる場合、核構造から生じる不確実性がさらにα51 の競合決定を可能にするほど十分に小さい唯一の 1 電子イオンが He+ であることに注意してください。桁違いの未来。 次のステップとして、共感レーザー冷却を実装することにより、裸の 3He2+ 原子核の磁気モーメントをペニング トラップ内で 1 ppb 以上のオーダーの相対精度で直接測定できます 52。

この研究中に生成および分析されたデータセットは、要求に応じて責任著者から入手できます。

この研究中に使用されたコードは、要求に応じて責任著者から入手できます。

van Rooij、R. 他量子縮退ヘリウムの周波数計測: 23S1 21S0 遷移の直接測定。 サイエンス 333、196–198 (2011)。

論文 ADS PubMed CAS Google Scholar

ラウ、Ｓ．ら。 重陽子と HD+ 分子イオンのペニング トラップ質量測定。 Nature 585、43–47 (2020)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

ヘイッキネン、PJ 他トポロジカル超流動 3He の表面状態のもろさ。 ナット。 共通。 1574 年 12 日 (2021 年)。

論文 ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Shiner, D.、Dixson, R. & Vedantham, V. 3 核子の電荷半径: He3 を使用した正確なレーザー測定。 物理学。 レット牧師。 74、3553–3556 (1995)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

Pachucki, K.、Patkóš, V. & Yerokhin, VA ヘリウム原子の基本的な相互作用をテストします。 物理学。 Rev. A 95、062510 (2017)。

記事 ADS Google Scholar

ファルーク、M.ら。 3He による絶対磁力測定。 物理学。 レット牧師。 124、223001 (2020)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

Kupka, T.、Stachów, M.、Stobiński, L. & Kaminský, J. 3He NMR: 遊離ガスからフラーレンへのカプセル化まで。 マグニチュードレゾン。 化学。 51、463–468 (2013)。

論文 CAS PubMed Google Scholar

Boucneau, T.、Fernandez, B.、Larson, P.、Darrasse, L.、Maitre, X. 3D 磁気共鳴スパイロメトリー。 科学。 議員番号 10、9649 (2020)。

論文 ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

ニキエル、A.ら。 高磁場測定用の超高感度 3He 磁力計。 ユーロ。 物理学。 J.D 68, 330 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Flowers、JL、Petley、BW、Richards、MG 陽子の核磁気モーメントに対するヘリウム 3 原子の核磁気モーメントの測定。 メトロギア 30、75 (1993)。

記事 ADS Google Scholar

Neronov, YI & Seregin, NN 水中の陽子と水素による遮蔽の差の正確な測定、および水中の陽子による絶対遮蔽の推定。 メトロギア 51、54 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Tiesinga, E.、Mohr, PJ、Newell, DB & Taylor, BN CODATA 推奨の基本物理定数の値: 2018. Rev. Mod. 物理学。 93、025010 (2021)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Yerokhin, VA、Pachucki, K.、Harman, Z. & Keitel, CH QED による水素様イオンの核磁気シールドの計算。 物理学。 Rev. A 85、022512 (2012)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Schüssler, HA、Fortson, EN & Dehmelt, HG イオン貯蔵交換衝突技術による 3He+ の基底状態の超微細構造。 物理学。 改訂 187、5–38 (1969)。

記事 ADS Google Scholar

Zemach、AC プロトン構造と水素の超微細シフト。 物理学。 改訂 104、1771 ～ 1781 年 (1956 年)。

記事 ADS CAS MATH Google Scholar

以前、MH & Wang、EC 3He+ の 2s 状態の超微細構造。 物理学。 Rev. A 16、6–18 (1977)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Karshenboim、SG & Ivanov、VG 水素およびヘリウムイオンの超微細構造。 物理学。 レット。 B 524、259–264 (2002)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ウルマン、J.ら。 ビスマスでの高精度超微細測定は、束縛状態の強磁場 QED に挑戦します。 ナット。 共通。 8、15484 (2017)。

論文 ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

スクリプニコフ、LV 他。 209Bi の新しい核磁気モーメント: ビスマス超微細パズルの解決。 物理学。 レット牧師。 120、093001 (2018)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

Rudzinski, A.、Puchalski, M. & Pachucki, K. 相対論、QED、および 3He の磁気シールドにおける核質量効果。 Ｊ．Ｃｈｅｍ． 物理学。 130、244102 (2009)。

論文 ADS PubMed CAS Google Scholar

アビ、B.ら。 0.46 ppm.Phys.までの正ミュオンの異常磁気モーメントの測定レット牧師。 126、141801 (2021)。

飯沼博司とJ-PARC muon g-2/EDMのコラボレーション。 J-PARCにおけるミュオンg-2とEDM実験への新たなアプローチ。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． 会議サー。 295、012032 (2011)。

記事 Google Scholar

Neronov , YI & Barzakh , AE 3He 原子核の磁気モーメントを 2 × 10−6% の誤差で決定。 Zh. 経験値理論。 物理。 75、1521–1540 (1978)。

CAS Google スカラー

リュー、W.ら。 ミュオンの基底状態超微細構造間隔とミュオン磁気モーメントを高精度に測定します。 物理学。 レット牧師。 82、711–714 (1999)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Winkler, PF、Kleppner, D.、Myint, T. & Walther, FG ボーア磁子における陽子の磁気モーメント。 物理学。 Rev. A 5、83–114 (1972)。

記事 ADS Google Scholar

ファインマン、R.、レイトン、R.、サンズ、M. ファインマン物理学講義、Vol. III: 新ミレニアム版: 量子力学 (ベーシック ブック、2011 年)。

Moskovkin, DL & Shabaev, VM 水素様イオンにおける超微細構造準位のゼーマン効果。 物理学。 Rev. A 73、052506 (2006)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Sturm, et al. 電子の原子質量を高精度に測定します。 ネイチャー 506、467–470 (2014)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

ハイセ、F. et al. 陽子の原子量を高精度に測定します。 物理学。 レット牧師。 119、033001 (2017)。

論文 ADS PubMed Google Scholar

Czarnecki, A.、Melnikov, K. & Yelkhovsky, A. 結合電子の異常磁気モーメント。 物理学。 Rev. A 63、012509 (2000)。

記事 ADS Google Scholar

Pachucki, K.、Czarnecki, A.、Jentschura, UD & Yerokhin, VA 束縛電子係数に対する完全な 2 ループ補正。 物理学。 Rev. A 72、022108 (2005)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Breit、G. 電子の磁気モーメント。 Nature 122、649–649 (1928)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Beier, T. 結合電子の gj 係数と水素様イオンで分裂する超微細構造。 物理学。 議員 339、79–213 (2000)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Shabaev, VM 水素様イオンの超微細構造。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． B 27、5825–5832 (1994)。

記事 ADS Google Scholar

ヘフナー、H.ら。 水素状炭素に結合した電子の磁気モーメント異常を高精度に測定します。 物理学。 レット牧師。 85、5308–5311 (2000)。

論文 ADS PubMed Google Scholar

セルナー、S. et al. 直接測定される反陽子の寿命の制限が改善されました。 新しい J. Phys. 19、083023 (2017)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Gabrielse, G. ペニング トラップ内のイオンで側波帯質量分析が可能なのはなぜですか? 物理学。 レット牧師。 102、172501 (2009)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

Wineland、DJ & Dehmelt、HG 蓄積イオン熱量計の原理。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 46、919–930 (1975)。

記事 ADS Google Scholar

Cornell、EA、Weisskoff、RM、Boyce、KR、Pritchard、DE ペニング トラップにおけるモード結合: π パルスと古典的な回避された交差。 物理学。 Rev. A 41、312–315 (1990)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

Dehmelt、HG 連続スターン・ゲルラッハ効果: 原理と理想化された装置。 手順国立アカデミー。 科学。 USA 83、2291–2294 (1986)。

論文 ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

ムーザー、A. et al. 単一陽子の単一スピン反転の分解能。 物理学。 レット牧師。 110、140405 (2013)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

シュナイダー、G.ら。 0.3 ppb の精度での陽子の磁気モーメントのダブルトラップ測定。 サイエンス 358、1081–1084 (2017)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

スモーラ、C.ら。 反陽子磁気モーメントの 10 億分の 1 単位での測定。 ネイチャー 550、371–374 (2017)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

ボーマン、M.ら。 共通のエンドキャップ ペニング トラップによる陽子と反陽子の共鳴冷却。 Ｊ．Ｍｏｄ． オプション。 65、568–576 (2018)。

記事 ADS MathSciNet Google Scholar

ブラウン、LS ジオニウムの線形。 アン。 物理学。 159、62–98 (1985)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Verdu Galiana、JL 水素様酸素の電子 g 因子の超高精度測定。 博士論文、ヨハネス・グーテンベルク大学マインツ (2004)。

Häffner, H. 水素状炭素内の電子の磁気モーメントの精密測定。 博士論文、ヨハネス・グーテンベルク大学マインツ (2000)。

Ketter, J.、Eronen, T.、Höcker, M.、Streubel, S. & Blaum, K. ペニング トラップの静的な円筒対称の電気的および磁気的欠陥によって引き起こされる周波数シフトの一次摂動計算。 内部。 Ｊ．マススペクトル。 358、1–16 (2014)。

記事 CAS Google Scholar

Friar, JL & Payne, GL 軽い水素原子の超微細構造に対する核補正。 物理学。 Rev. C 72、014002 (2005)。

記事 ADS CAS Google Scholar

病気です、I. Zemach の 3He と 4He の瞬間。 物理学。 Rev. C 90、064002 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ザトルスキー、J.ら。 軽い水素様イオンの g 因子測定からの電子質量の抽出。 物理学。 Rev. A 96、012502 (2017)。

記事 ADS Google Scholar

シュナイダー、A.ら。 3He2+ 核磁気モーメントの高精度測定のための新しいペニングトラップ設計。 アン。 物理学。 531、1800485 (2019)。

記事 CAS Google Scholar

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この研究はマックス・プランク協会と理化学研究所の一部であり、その資金提供を受けています。 さらに、このプロジェクトは、欧州連合の Horizo​​n 2020 研究およびイノベーション プログラムの下で欧州研究評議会 (ERC) から助成金契約第 2 号に基づく資金提供を受けています。 832848-FunI と私たちは、基本対称性の精密テストのための国際マックス プランク研究学校 (IMPRS-PTFS) および時間、定数および基本対称性のマックス プランク理研 PTB センターによる資金提供と支援に感謝します。 T.Chupp、T.Mibe、K.Shimomura、K.Sasaki、W.Heil、P.Blümler、H.Busemann、M.Moutetとの有益な議論に感謝します。

マックス・プランク協会が提供するオープンアクセスの資金提供。

マックス・プランク核物理研究所、ハイデルベルク、ドイツ

シュナイダー A、シコラ B、ディコフ S、ミュラー M、オレシュキナ NS、リシュカ A、ヴァルエフ IA、ハーマン Z、カイテル CH、ムーザー A & ブラウム K

理化学研究所、ウルマー基本対称研究室、和光市

S・ウルマー

ヨハネス・グーテンベルク大学マインツ物理学研究所、マインツ、ドイツ

J. ワルツ

ヘルムホルツ研究所マインツ、マインツ、ドイツ

J. ワルツ

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AM、AS、SD、および MM が測定を実行し、BS、ZH、NSO、および IAV が QED 計算を実行しました。 原稿は AS、AM、SU、KB、ZH、BS、NSO、IAV、JW、AR によって執筆され、すべての共著者間で議論され、承認されました。

A. シュナイダーへの通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

Nature は、この研究の査読に貢献してくれた匿名の査読者に感謝します。

発行者注記 Springer Nature は、発行された地図および所属機関の管轄権の主張に関して中立を保っています。

実験方法と電子 g 係数、シールド パラメータ、ゼロ磁場超微細分割、ゼマッハ半径の計算に関する補足テキスト、図、表。

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転載と許可

Schneider、A.、Sikora、B.、Dickopf、S. 他。 3He+ 磁気モーメントの直接測定。 Nature 606、878–883 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41586-022-04761-7

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受信日: 2021 年 3 月 1 日

受理日: 2022 年 4 月 13 日

公開日: 2022 年 6 月 8 日

発行日: 2022 年 6 月 30 日

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

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