Mar 31, 2024
높은
Nature 603권, 411~415페이지(2022)이 기사 인용 13k 액세스 8회 인용 279 Altmetric Metrics 세부 정보 원자가 액체에 배치되면 광학 스펙트럼 선은
Nature 603권, 411~415페이지(2022)이 기사 인용
13,000회 액세스
8 인용
279 알트메트릭
측정항목 세부정보
원자가 액체에 배치되면 전자 전이에 해당하는 광학 스펙트럼 선이 단일 고립 원자의 광학 스펙트럼 선에 비해 크게 넓어집니다. 이러한 선폭 증가는 가장 투명하고 차갑고 화학적으로 불활성인 액체인 초유체 헬륨이 호스트 재료로 사용되는 경우에도 분광 구조를 모호하게 하고 고해상도 분광학을 방해하여 백만 배 이상 증가할 수 있습니다. 3,4,5,6. 여기서 우리는 반양성자7,8,9를 구성하는 이국적인 헬륨 원자가 초유체 헬륨에 내장될 때 가시 파장 스펙트럼 선이 기가헤르츠 미만의 선폭을 유지한다는 것을 보여줍니다. 원자를 둘러싼 액체가 초유체 상태로 전환될 때 반양자성 레이저 공명의 선폭이 급격히 감소하는 것이 관찰되었습니다. 이는 반양성자 헬륨이 정상 물질 원자의 조밀한 매트릭스에 존재함에도 불구하고 전자와 반양성자 사이의 스핀-스핀 상호작용에서 발생하는 초미세 구조를 106에서 두 부분의 상대 스펙트럼 분해능으로 해결했습니다. 반양자성 원자의 전자 껍질은 레이저 여기 동안 약 40피코미터의 작은 반경을 유지합니다7. 이는 초유체 헬륨에서 형성된 이상한 쿼크를 포함하는 음전하 중간자와 하이퍼론뿐만 아니라 반핵을 포함하는 다른 헬륨 원자가 높은 스펙트럼 분해능을 갖춘 레이저 분광학으로 연구되어 입자 질량을 측정할 수 있음을 의미합니다9. 날카로운 스펙트럼 선을 통해 우주선 반양성자10,11를 감지하거나 액체 헬륨 표적에 머무르는 반중수소12를 검색할 수 있습니다.
반수소13,14 및 반양성자 헬륨 원자의 레이저 분광법(\(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\equiv {{}^ {4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{2+}+{\bar{p}}^{-}+{e}^{-}\))7,8, 최근에는 물질과 반물질 사이의 대칭성을 조사하기 위해 9번의 연구가 수행되었습니다. 이러한 실험은 단일 반양성자의 특성에 대한 일부 정밀 측정을 보완합니다. 이러한 실험의 높은 정밀도는 이국적인 원자의 반양성자를 소멸시키거나 원자 에너지 수준을 교란시키고 레이저 공명을 크게 확장시키는 것으로 밝혀진 일반 원자와의 충돌을 줄이거 나 제거함으로써만 달성될 수 있습니다. 이를 위해서는 자기 트랩 또는 극한의 기체 헬륨 타겟에서 반수소 또는 \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\)를 형성해야 합니다. 낮은 원자 밀도 ρ < 1018 cm−3, 효과적으로 단일 고립된 원자의 날카로운 스펙트럼 선이 분해되어 원자 전이 주파수가 정확하게 결정되었습니다. 다른 이국적인 원자들은 형성되는 동안, 그리고 다른 분자들과 충돌하는 동안 가속되고 가열되어 X선 스펙트럼 선이 넓어지는 것으로 밝혀졌습니다. 이 연구에서 우리는 이국적인 원자에 대한 위의 이전 결과와 달리 \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e 초유체 헬륨(He II)에 내장된 }}}^{+}\)는 지금까지 보고된 일반 물질로 만들어진 다른 이식된 안정 원자보다 좁은 가시 파장 스펙트럼 선을 보여주었습니다. 액체의 원자 밀도가 가장 큰 초유체 상전이 온도에서 반양성자 레이저 공명은 상대 스펙트럼 분해능 2 x 10-6에 해당하는 GHz 미만 선폭으로 갑자기 좁아졌습니다. 동일한 \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) 스펙트럼은 낮은 밀도의 초임계상 헬륨에서 관찰되었습니다. 이는 싱크로트론을 사용하여 쉽게 감속 및 냉각되거나 이온 트랩에서 격리될 수 없는 이상한 쿼크를 포함하는 반중수소 또는 음으로 하전된 중간자와 하이퍼론22을 포함하는 다른 종류의 헬륨 원자가 대신 He II에서 정지되고 높은 스펙트럼으로 측정될 수 있음을 의미합니다. 레이저 분광법으로 분해. 선 모양이 액체 온도와 위상에 매우 민감하다는 사실은 \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\를 암시합니다. )는 초유체 헬륨23,24,25,26,27의 일부 응축 물질 효과를 연구하는 데 사용될 수 있습니다.
41 antiproton orbitals that extend outside the electron shell with a root-mean-square radius re ≈ 40 pm are easily destroyed in collisions with other atoms and have never been detected. By comparison, the n = 30–40 antiproton orbitals lie well within the electron shell (Fig. 1a) and should in principle be better protected, but numerous states were found to likewise be destroyed for atoms synthesized in gas targets of moderate density ρ = 1020–1021 cm−3 (ref. 36) so that laser spectroscopy of antiprotonic atoms suspended in liquid targets has not been achieved so far. In this work we nevertheless detected two transitions (n, ℓ) = (37, 35) → (38, 34) and (39, 35) → (38, 34) at the visible wavelengths λ = 726 nm and 597 nm, respectively, that survived in He I and He II targets. The resonance parent states (37, 35) and (39, 35) have microsecond-scale lifetimes, whereas the daughter state (38, 34) has an Auger width ΓA ≈ 21 MHz (ref. 7; Fig. 1b). As the radius of a single isolated \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) atom is an order of magnitude smaller (Fig. 1a) than the valance orbitals of the above-mentioned impurity atoms, and the optical transitions of the massive antiproton involve remarkably small changes in the radius Δre ≤ 2 pm (ref. 7) of the electron and the related \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}-{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}\) pairwise potentials17,18, we may expect lineshapes that are quantitatively different from those of other many impurity atoms./p> 1 MPa at a temperature T ≈ 4–6 K. The antiprotons entered through a tr = 75-μm-thick window made of annealed titanium that was attached to one side of the chamber by vacuum brazing, the laser beam through a 28-mm-diameter, 5-mm-thick UV-grade sapphire window affixed on the opposite side. The chamber was mounted on a liquid helium constant-flow cryostat. The cryostat was shielded from external thermal radiation by two layers of Cu enclosures, which were each cooled by either the vapour of the coolant helium or with liquid nitrogen./p> 120 kPa the T1 reading deviated by less than 30 mK from the expected temperatures T(p) which were calculated using the programme HEPAK53. The programme was based on the parameterized state equations of helium according to the International Temperature Scale of 1990 (ITS-90)54. This value εprec = 30 mK was taken to be the uncertainty of measuring the gaseous or supercritical helium temperature at the position of the sensor. Deviations between the readings of sensors T1 and T2 arose owing to the differences in the thermal conductivities of the stainless steel chamber and the gaseous or supercritical helium. From this we estimated that the upper limit of the thermal gradient in the portion of the helium target where \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) were produced varied between εgrad = 15 mK and 400 mK depending on the target pressure. The uncertainty became particularly large (εgrad = 400 mK) at the lowest pressure p ≈ 101 kPa used in this experiment. The total uncertainty εT = 40 – 400 mK of the temperature T of the gaseous and supercritical phase targets was taken to be the quadratic sum of the uncertainties εc , εprec, εfluc, and εgrad. The target pressure and temperature were converted to atomic density ρ with an average uncertainty of 0.1% and a maximum uncertainty of 0.5%54,55 using the HEPAK programme53./p>
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