Электрический дипольный момент ядра

Электрический дипольный момент ядра (ЭДМ ядра) \(d_\text{e}^N\) — это внутреннее свойство ядра \(N\), которое может быть ненулевым только в случае нарушения CP-инвариантности внутри атома или самого ядра. Предположения о его существовании выдвигались как минимум с 1963 года для лёгких и тяжёлых ядер. ЭДМ ядра \(^{181}\text{Ta}\) (тантала) стал первым измеренным субъядерным ЭДМ со значением \(|d_\text{e}^\text{Ta}|=3.39\pm 0,31\times10^{-32}e\cdot\)см, где \(e\) — заряд электрона.

Свойства и взаимодействия, нарушающие CP-инвариантность, которые могут вносить вклад в электрический дипольный момент ядра, включают ЭДМ нейтрона и протона, а также CP-нарушающие взаимодействия нуклонов с мезонами или фотонами. На более фундаментальном уровне ядерные ЭДМ могут возникать из электрослабого сектора, ненулевого тета-вакуума или физических процессов, выходящих за рамки стандартной модели физики элементарных частиц.

Экспериментальные поиски

Экспериментальные поиски субъядерных ЭДМ почти всегда проводятся с использованием мощного внешнего электрического поля \(\mathbf E\), коллинеарного внешнему магнитному полю \(\mathbf B\), что основано на зависимости потенциальной энергии от относительной ориентации электромагнитных полей: \[ U = - (\mathbf m_N \cdot \mathbf B + \mathbf d_\text{e}^N \cdot \mathbf E) \] где \(\mathbf{m}_N\) — магнитный момент ядра. Ларморова частота пропорциональна потенциальной энергии, которая зависит от того, параллельны или антипараллельны друг другу два внешних поля. Изменение направления \(\mathbf E\) и вычитание двух соответствующих ларморовых частот даёт результат, пропорциональный \(d_\text{e}^N\). Поскольку этот метод требует сильных электрических полей, он применяется к нейтральным системам, таким как нейтрон или атомы, что затрудняет его использование для заряженных систем, таких как протон или ионизированный атом. Кроме того, применение этого метода к нейтральным атомам подавляет вклад ядерного ЭДМ, поскольку внешнее электрическое поле в месте расположения ядра почти равно нулю, и, следовательно, вклад \(d_\text{e}^N\) в \(U\) также должен быть нулевым; это подавление называется экранированием Шиффа.

Электрические дипольные моменты ядер в металлах

Экранирование Шиффа в металле частично снимается для точечных нерелятивистских ядер, поскольку некоторые, если не все, валентные электроны находятся в зоне проводимости, что делает ядерный ЭДМ доступным. Фактически, коэффициент подавления для точечного ядра связанными электронами обычно обусловлен теоремой Вигнера-Эккарта. Это означает, что если часть ядерных магнитных моментов в глубине проникновения выровнена внешним магнитным полем, то точно такая же часть ядерных ЭДМ также будет выровнена с этим внешним магнитным полем, создавая поле электризации, которое может ускорять куперовские пары. Энергия для работы, совершаемой полем электризации над куперовскими парами, в конечном счёте поступает от источника внешнего магнитного поля. Если замкнутый сверхпроводящий контур имеет собственную индуктивность \(L\) и в глубине проникновения индуцируется намагниченность \(M\), то скорость изменения сверхтока \(I_\text{s}\) будет равна: \[ L\frac{\text{d}I_\text{s}}{\text{d}t}=d_\text{e}^N \frac{\sigma_\text{sf}}{3\epsilon_0m_N}M \] Знание \(L\), \(m_N\), намагниченности \(M\) и измерение скорости изменения сверхтока позволяют экспериментально определить \(d_\text{e}^N\).

Значение

• измерение ЭДМ электрона в p-волновых сверхпроводниках;
• обнаружение индуцированного ядерного ЭДМ космического аксионного фона путём поиска осциллирующего сверхтока, частота которого пропорциональна массе аксиона, а амплитуда была бы пропорциональна локальной плотности аксионов тёмной материи в месте расположения лаборатории.

См. также

• Электрический дипольный момент нейтрона
• Электрический дипольный момент электрона
• Магнитный момент электрона
• Аномальный электрический дипольный момент
• Аномальный магнитный дипольный момент
• Электрический дипольный спиновый резонанс
• Нарушение CP-инвариантности
• Зарядовое сопряжение
• T-симметрия