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Mar 31, 2024

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Nature volumen 603, páginas 411–415 (2022)Cite este artículo 13k Accesos 8 Citas 279 Detalles de métricas altmétricas Cuando los átomos se colocan en líquidos, sus líneas espectrales ópticas correspondientes a la

Nature volumen 603, páginas 411–415 (2022)Cite este artículo

13k Accesos

8 citas

279 altmétrico

Detalles de métricas

Cuando los átomos se colocan en líquidos, sus líneas espectrales ópticas correspondientes a las transiciones electrónicas se ensanchan mucho en comparación con las de átomos individuales y aislados. Este aumento del ancho de línea a menudo puede alcanzar un factor de más de un millón, oscureciendo las estructuras espectroscópicas e impidiendo la espectroscopía de alta resolución, incluso cuando se utiliza helio superfluido, que es el líquido más transparente, frío y químicamente inerte, como material huésped1,2. 3,4,5,6. Aquí mostramos que cuando un átomo de helio exótico con un antiprotón constituyente7,8,9 se incrusta en helio superfluido, su línea espectral de longitud de onda visible conserva un ancho de línea inferior a gigahercios. Se observó una reducción abrupta en el ancho de línea de la resonancia del láser antiprotónico cuando el líquido que rodeaba el átomo pasó a la fase superfluida. Esto resolvió la estructura hiperfina que surge de la interacción espín-espín entre el electrón y el antiprotón con una resolución espectral relativa de dos partes en 106, a pesar de que el helio antiprotónico residía en una matriz densa de átomos de materia normal. La capa electrónica del átomo antiprotónico conserva un pequeño radio de aproximadamente 40 picómetros durante la excitación del láser7. Esto implica que otros átomos de helio que contienen antinúcleos, así como mesones e hiperones cargados negativamente que incluyen quarks extraños formados en helio superfluido, pueden estudiarse mediante espectroscopia láser con una alta resolución espectral, lo que permite determinar las masas de las partículas9. Las líneas espectrales nítidas pueden permitir la detección de antiprotones de rayos cósmicos10,11 o la búsqueda de antideuterones12 que descansan en objetivos de helio líquido.

Espectroscopía láser de átomos de antihidrógeno13,14 y helio antiprotónico (\(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\equiv {{}^ {4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{2+}+{\bar{p}}^{-}+{e}^{-}\))7,8, Recientemente se han llevado a cabo 9 para investigar la simetría entre materia y antimateria. Estos experimentos son complementarios a algunas mediciones de precisión sobre las propiedades de antiprotones individuales15,16. La alta precisión de estos experimentos sólo podría lograrse reduciendo o eliminando las colisiones con átomos normales que aniquilaban los antiprotones en los átomos exóticos o perturbaban sus niveles de energía atómica y ampliaban fuertemente las resonancias del láser17,18. Esto requirió formar el antihidrógeno o \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) en trampas magnéticas o objetivos de helio gaseoso de extremadamente baja densidad atómica ρ <1018 cm-3, de modo que se resolvieron líneas espectrales nítidas de átomos efectivamente aislados, a partir de las cuales se determinaron con precisión las frecuencias de transición atómica. Se descubrió que otros átomos exóticos se aceleraban y calentaban durante su formación y durante las colisiones con otras moléculas19,20,21, de modo que sus líneas espectrales de rayos X se ampliaban. En este trabajo, en cambio, observamos el sorprendente fenómeno en el que, en contraste con los resultados anteriores anteriores sobre átomos exóticos, el \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e }}}^{+}\) incrustado en helio superfluido (He II) mostró líneas espectrales de longitud de onda visible que son más estrechas que las de muchos otros átomos estables implantados hechos de materia normal reportados hasta ahora. A la temperatura de transición de fase superfluida, donde la densidad atómica del líquido es mayor, la resonancia del láser antiprotón se redujo abruptamente a anchos de línea sub-GHz correspondientes a una resolución espectral relativa de 2 × 10-6, que es más de un factor de 10 más estrecha que los mismos espectros \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) observados en helio de fase supercrítica de menor densidad. Esto implica que otras variedades de átomos de helio que contienen antideuterones (o mesones e hiperones cargados negativamente22 que incluyen el extraño quark que no puede desacelerarse y enfriarse fácilmente usando sincrotrones o aislarse en trampas de iones) pueden detenerse en He II y medirse con una alta frecuencia espectral. Resolución por espectroscopía láser. El hecho de que las formas de las líneas sean tan sensibles a la temperatura y la fase del líquido sugiere que \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\ ) puede usarse para estudiar algunos efectos de la materia condensada en helio superfluido23,24,25,26,27.

La espectroscopia láser de varios átomos implantados en He II a granel comenzó en la década de 1980 con la expectativa de que He II, al ser frío e inerte, constituiría un material huésped ideal donde las distorsiones de las líneas espectrales atómicas serían pequeñas en comparación con otros líquidos. Sin embargo, las mediciones mostraron rápidamente que las líneas espectrales de longitud de onda visible que involucran los orbitales de valencia más externos de los átomos alcalinos2,3, alcalinotérreos4,5 y lantánidos6 incrustados en helio líquido normal (He I) y He II están, no obstante, muy desplazados (|Δν| ≈ 104 GHz) y ampliado asimétricamente (Γ = 103–104 GHz) por un factor mayor o igual a 106 en comparación con los anchos naturales típicos de varios MHz o menos. Otras resonancias específicas que involucran excitaciones electrónicas de las capas internas de los átomos de Tm28, Eu29, Cu, Au30 y Dy31,32 en He II mostraron anchos de Γ = 4–80 GHz con estructuras de alas adicionales que típicamente estaban ubicadas a 150–300 GHz de distancia del línea espectral principal. Los anchos de línea de algunas de estas resonancias disminuyeron en helio superfluido29,32. Las formas de líneas amplias y complejas han sido interpretadas mediante modelos eficaces, algunos de los cuales implican la formación de defectos en forma de burbujas alrededor de diversas impurezas (en particular, átomos y moléculas alcalinos, alcalinotérreos y de tierras raras).

El neutro \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) estudiado aquí consiste en un núcleo de helio, un electrón en el 1s. estado fundamental y un antiprotón que ocupa un estado de Rydberg de gran principal n y momento angular orbital ℓ ≈ n - 1 números cuánticos. La longevidad del átomo en objetivos de helio líquido ha sido estudiada teórica y experimentalmente33,34,35. Los n > 41 orbitales antiprotones que se extienden fuera de la capa de electrones con un radio cuadrático medio re ≈ 40 pm se destruyen fácilmente en colisiones con otros átomos y nunca han sido detectados. En comparación, los n = 30–40 orbitales antiprotones se encuentran dentro de la capa de electrones (Fig. 1a) y, en principio, deberían estar mejor protegidos, pero se descubrió que numerosos estados también se destruyen para los átomos sintetizados en objetivos de gas de densidad moderada ρ = 1020-1021 cm-3 (ref. 36), por lo que hasta ahora no se ha logrado la espectroscopia láser de átomos antiprotónicos suspendidos en objetivos líquidos. Sin embargo, en este trabajo detectamos dos transiciones (n, ℓ) = (37, 35) → (38, 34) y (39, 35) → (38, 34) en las longitudes de onda visibles λ = 726 nm y 597 nm, respectivamente. , que sobrevivió en objetivos He I y He II. Los estados padres de resonancia (37, 35) y (39, 35) tienen vidas útiles en escala de microsegundos, mientras que el estado hijo (38, 34) tiene un ancho de barrena ΓA ≈ 21 MHz (ref. 7; Fig. 1b). Como el radio de un solo átomo \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) es un orden de magnitud más pequeño ( Fig. 1a) que los orbitales de valencia de los átomos de impureza mencionados anteriormente, y las transiciones ópticas del antiprotón masivo implican cambios notablemente pequeños en el radio Δre ≤ 2 pm (ref. 7) del electrón y el \(\bar relacionado {p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}-{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}} \) potenciales por pares17,18, podemos esperar formas de líneas que sean cuantitativamente diferentes de las de otros muchos átomos de impurezas.

a, Funciones de distribución radial del antiprotón (curvas rojas) y del electrón (curvas azules) para los estados (n, ℓ) = (37, 35) y (38, 34) de un único \(\bar{p}{{) aislado. }^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) átomo. Aquí \({R}_{n\ell }(r)\) denota el componente radial del orbital del antiprotón o del electrón a una distancia r del núcleo de helio. Las transiciones láser entre los dos estados implican un cambio inusualmente pequeño (Δre ≤ 2 pm) en el radio cuadrático medio del orbital electrónico 1s. b, Diagrama de niveles de energía de \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) que indica las posiciones de las transiciones (37, 35) → (38, 34) y (39, 35) → (38, 34). c, Señal del detector Cherenkov, que corresponde a la distribución temporal de \(\bar{p}{{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) aniquilaciones. La resonancia láser se induce en t ≈ 1,4 μs después de la formación de \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\). No se muestra el gran número de aniquilaciones en t = 0. d, Diseño experimental. Los antiprotones que emergían de un desacelerador de cuadrupolo de radiofrecuencia (RFQ) se detuvieron en un objetivo de helio en fase gaseosa o supercrítica, He I o He II. Los átomos \(\bar{p}{{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) producidos se irradiaron con un pulso láser resonante (ver texto).

En este trabajo, el desacelerador de antiprotones del CERN proporcionó un haz pulsado que contiene \({N}_{\bar{p}}\) = (2–3) × 107 antiprotones con una energía Ek= 5,3 MeV y una tasa de repetición fr ≈ 8 MHz (Figura 1d). Se permitió que el haz atravesara un desacelerador de cuadrupolo de radiofrecuencia (RFQ) que desaceleró aproximadamente el 20% de los antiprotones a Ek = 75 keV. Un imán dipolo desvió los antiprotones lentos hacia otro experimento. El 80% restante, aproximadamente, no alcanzó la aceptación longitudinal del desacelerador RFQ y salió con una energía Ek = 3,2–5,3 MeV. Construimos una línea de luz para transportar los antiprotones de mayor energía a la posición del objetivo de helio y recopilamos datos espectroscópicos durante varios meses. Los \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) se produjeron al permitir que los antiprotones descansaran en un 35- Cámara herméticamente sellada de mm de diámetro llena de He I o He II a temperaturas entre T = 1,49 (3) K y 4,15 (2) K (consulte Métodos para una discusión sobre la incertidumbre experimental de la temperatura y presión objetivo). También se utilizó un objetivo separado lleno de helio de T = 5,97 (6) –6,4 (4) K y presión máxima p = 555 (2) kPa, que corresponde a la fase supercrítica con aproximadamente el 70% de la densidad del He I.

La transición de 726 nm con un pequeño momento dipolar dm = 0,018 au (au, 1 unidad atómica = 8,48 × 10−30 C m) se excitó irradiando el \(\bar{p}{{}^{4}{\ rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) con un pulso láser de 50 ns de largo con un ancho de línea Γlas = 60 MHz y fluencia ε = 4 mJ cm-2 (Fig. 1b). Para ello utilizamos un láser pulsado de Ti:zafiro que fue sembrado por inyección mediante un láser de onda continua (CW). La resonancia de 597 nm de dm = 0,24 au fue excitada por un pulso láser de 50 ns de longitud de Γlas = 80 MHz y ε = 0,12 mJ cm-2, que fue generado por un láser de colorante amplificado por pulsos CW9. Las frecuencias ópticas de los láseres de semillas se midieron con una precisión superior a 1 MHz utilizando un peine de frecuencia de femtosegundos. Un obturador mecánico impidió que el haz de semillas residual entrara y calentara el objetivo durante los intervalos entre las llegadas de antiprotones. El ion de helio antiprotónico de dos cuerpos (\(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{2+}\equiv \bar{p}+ {{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{2+}\)) que quedó después de que la emisión Auger fuera rápidamente destruida por colisiones con el líquido circundante. El pico resultante (Fig. 1c) en el flujo de piones cargados que emergieron de las aniquilaciones de antiprotones se midió mediante un detector Cherenkov acrílico.

La figura 2 muestra los perfiles espectrales de la resonancia de 726 nm medidas a seis presiones de los objetivos de helio gaseoso y supercrítico, que se obtuvieron trazando la intensidad de las señales de aniquilación inducida en función de la frecuencia del láser. Cada punto representa datos recopilados de 2 a 5 pulsos de antiprotones. Las formas de línea contienen contribuciones del ancho natural de 21 MHz7 del estado hijo, el ancho de línea del láser de 60 a 80 MHz, la estructura hiperfina que surge de la interacción espín-espín entre el electrón y el antiprotón37, los efectos de ampliación de potencia y el complicado (ver a continuación) efectos de las interacciones con el helio circundante, combinados con los movimientos de los átomos \(\bar{p}{{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\). Los anchos de línea aparentes se obtuvieron ajustando los perfiles espectrales con cuatro funciones de Lorentz superpuestas que se fijaron en las posiciones relativas de los intervalos hiperfinos calculados37. Esta definición simplificada del ancho total a la mitad del máximo (FWHM) ancho de línea Lorentziano ΓL evitó las ambigüedades que pueden surgir de un modelo de forma de línea más específico con muchos parámetros. La incertidumbre total se tomó como la suma cuadrática de la incertidumbre estadística que surge del número finito de átomos excitados y la incertidumbre sistemática. Este último incluye contribuciones de la calibración y fluctuaciones de la temperatura objetivo y cambios |Δνlas | ≤ 30–60 MHz en la frecuencia del láser que se deben a modulaciones espurias que se produjeron durante la amplificación del pulso del láser. El efecto de calentamiento del láser sobre el objetivo se investigó mediante simulaciones de elementos finitos.

Las líneas espectrales medidas en helio gaseoso y supercrítico (puntos de datos verdes) a presiones p = 101 kPa, 231 kPa, 343 kPa y 424 kPa, y temperatura T = 6,0–6,4 K muestran cambios y ampliaciones de colisión progresivamente mayores en relación con los datos9 medidos en gas de p = 0,1 kPa y T ≈ 1,6 K (gris) con un ancho de línea ΓL = 0,19(3) GHz. Los mejores ajustes de cuatro funciones de Lorentz superpuestas se muestran superpuestas en cada espectro. Las líneas espectrales observadas en He I (azul) de T = 4,01 K, 3,51 K, 3,01 K y 2,20 K se volvieron más estrechas a medida que se redujo la temperatura del líquido. Una rápida reducción del ancho de línea por debajo de la temperatura de transición de He II reveló la estructura hiperfina, observándose las líneas espectrales más nítidas entre T = 1,78 (2) K y 1,88 (2) K (rojo). Barras de error, 1 sd

Como se muestra en la Fig. 2, el perfil de resonancia medido en un objetivo de gas diluido con presión p = 0,1 kPa y temperatura T ≈ 1,6 K (ref. 9) resuelve la estructura hiperfina como dos picos distintos. El mejor ajuste de cuatro funciones Lorentzianas superpuestas se indica mediante la curva gris con un ancho de línea de ΓL ≈ 0,19(3) GHz. Cuando la presión aumentó en tres órdenes de magnitud hasta p = 101,4(1,4) kPa en T = 6,4(4) K, las colisiones desplazaron el centroide de resonancia en Δν = −4,94(5) GHz y ampliaron el ancho de línea a ΓL ≈ 1,24( 11) GHz, como se esperaba. Con un aumento adicional del doble de la presión objetivo hasta p = 231,1(1,4) kPa, el ensanchamiento llegó a ser tan grande que la estructura hiperfina ya no se pudo resolver (curvas verdes). Cuando el helio pasó a la fase supercrítica al aumentar la presión entre p = 343(2) kPa y 555(2) kPa (consulte la Tabla de datos ampliados 1), la resonancia cambió aún más de Δν = −36,7(4) GHz a −64,4 (4) GHz y se ensanchó hasta tal punto ΓL = 15(2) GHz que la línea espectral ya no se podía resolver con una relación señal-ruido alta. Utilizamos rayos láser de fluencia ε = 8–9 mJ cm-2 para compensar y normalizamos los espectros de la Fig. 2 para corregir el aumento correspondiente en la potencia del láser.

Sin embargo, en el helio líquido las líneas espectrales se volvieron mucho más estrechas a pesar de la mayor densidad atómica (Fig. 2). A medida que el objetivo He I se enfrió de T = 4.157 (15) K a 2.201 (17) K, el ancho de línea aparente disminuyó rápidamente de ΓL = 7.7 (7) GHz a 2.21 (17) GHz (Fig. 3a). Se observó una reducción similar de ΓL = 8,4 (1,1) GHz a 3,8 (4) GHz para la resonancia de 597 nm (Fig. 3b). Esta dependencia de la temperatura de ΓL podría aproximarse mediante una única exponencial (líneas azules); el mejor ajuste produjo valores reducidos de χ2 de aproximadamente 0,3 y 0,4 para las resonancias de 726 nm y 597 nm, respectivamente.

a, b, Los anchos de línea FWHM Lorentzian de la transición (n, ℓ) = (37, 35) → (38, 34) (a) y (n, ℓ) = (39, 35) → (38, 34) ( b). En el helio líquido normal, la dependencia de la temperatura del ancho de línea se aproximaba bien mediante una sola exponencial (indicada por la curva azul), mientras que en el helio superfluido se observó una dependencia característica con los anchos de línea más pequeños a temperaturas entre T = 1,7 K y 1,9 K. Barras de error, 1 sd

Se observó un estrechamiento adicional abrupto del ancho de la línea por debajo de la temperatura de transición de fase He II Tλ = 2,18 K (Fig. 3a), lo que inesperadamente reveló la estructura hiperfina (Fig. 2). La resolución más alta de ΓL = 0,91(4)–0,92(4) GHz para la resonancia de 726 nm se observó en T = 1,78(2)–1,88(2) K, mientras que la resonancia de 597 nm se redujo a ΓL = 1,07( 11) GHz a T = 1,73(2) K (Fig. 3b). A una temperatura ligeramente inferior T = 1,49(3) K, los anchos de línea aumentaron en un factor de aproximadamente 2 hasta ΓL = 1,72(9) GHz y 2,04(15) GHz, respectivamente. Esto dio como resultado las dependencias de temperatura características que se muestran en las figuras 3a, b, que estaban equipadas con parábolas. Las resoluciones espectrales son un orden de magnitud superior a los límites que se esperarían según las predicciones de cálculos teóricos ab initio para átomos de temperatura T ≈ 5,4 K utilizando la aproximación de impacto de colisiones binarias17,18, que se basaron en potenciales por pares derivados de las funciones de onda altamente precisas de \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) (refs. 7,38). En conjunto con el estrechamiento abrupto observado en Tλ, esto implica que los efectos colectivos en el superfluido reducen las resonancias láser por debajo del límite esperado de colisiones atómicas binarias simples.

En helio gaseoso y supercrítico, los centroides de las dos resonancias se desplazaron linealmente con la densidad objetivo en relación con las frecuencias de densidad cero9 (Fig. 4a y Datos ampliados Fig. 1a) con gradientes dν/dρ ≈ −(4.0–4.5) × 10− 21 GHz cm3. Esto concuerda con los resultados de experimentos anteriores que se llevaron a cabo en objetivos de gas de densidad mucho menor36, y con las predicciones17,18 de los cálculos de colisión binaria anteriores (Tabla 1). Se observaron gradientes similares en He I de temperaturas entre T = 4,2 K y 2,8 K. Sin embargo, cuando se enfrió por debajo de 2,5 K, los gradientes comenzaron a aumentar de forma no lineal en relación con la densidad, antes de cambiar abruptamente de signo en la temperatura de transición Tλ del He II. (Figs. 4b, cy Datos ampliados Fig. 1b, c). La dependencia de la temperatura de los cambios de frecuencia también parece ser aproximadamente lineal entre T = 2,2 K y 2,55 K (Fig. 4d y Datos ampliados Fig. 1d) con gradientes dν/dT = (3,5–3,9) GHz K−1, pero en En él, los gradientes disminuyeron abruptamente en un factor de 5 a 10 (Tabla 1). Por tanto, la aparición de la superfluidez afecta tanto al desplazamiento como al ancho de línea de las resonancias atómicas.

a, Cambios en los objetivos de helio gaseoso y supercrítico (indicados por cuadrados verdes), He I (triángulos azules) y He II (círculos rojos) en relación con la frecuencia de transición de densidad cero de ν0 = 412.885,133 (1) GHz (ref. 9) en función de la densidad atómica. b, c, vistas ampliadas de a, que muestran una desviación de la dependencia de la densidad lineal a una temperatura objetivo T < 2,5 K. Los resultados de los mejores ajustes de funciones lineales en el helio gaseoso y supercrítico (línea verde) y He I (línea azul ) los datos a T ≥ 2,7 K se muestran superpuestos. El tamaño de la incertidumbre correlacionada que surge de la conversión de la presión y temperatura del helio líquido en densidad atómica según la Escala Internacional de Temperatura de 1990 se indica por separado mediante una única barra de error denominada ce (ver Métodos). d, La dependencia de la temperatura muestra un cambio abrupto en el gradiente dν/dT en la temperatura de transición de He II Tλ = 2,18 K. Barras de error, 1 sd

Las formas de líneas espectrales de otros átomos neutros implantados en He I y He II se han interpretado mediante modelos efectivos simplificados en los que estas impurezas residen en defectos en forma de burbujas1,2,3,4,5,6 de diámetros de escala de 1 nm db. El principio de Franck-Condon implica que la excitación de la transición D1 de un átomo de impureza Cs, por ejemplo, ocurre dentro de una configuración fija del defecto. A esto le sigue rápidamente una expansión de más de Δdb = 200 pm del diámetro de la burbuja y algunas vibraciones que ocurren en la superficie de la burbuja con una energía total Eb ≈ 20 meV (refs. 3,30). Estas vibraciones se amortiguan posteriormente ya que algunas de las frecuencias características νb = 100–500 GHz coinciden con las de las excitaciones de rotor elemental (νr ≈ 180 GHz) y maxon (νm ≈ 290 GHz) de He II. Debido a que se emiten aproximadamente 10 fonones con energías de milielectronvoltios al líquido circundante, se observa un espectro óptico continuo de ancho Γ = 103–104 GHz. En comparación, las transiciones láser que involucran los orbitales electrónicos internos de los átomos de Tm, Eu, Cu o Au causan expansiones más pequeñas en db, por lo que los espectros resultantes contienen 'líneas de fonón cero' nítidas y 'alas de fonón' relativamente anchas correspondientes a cero y 1-. 2 emisiones de fonones, respectivamente29,30,31,39. La estructura microscópica del He II a granel que causa estos efectos no se comprende completamente. Los experimentos de difracción de neutrones indican que menos del 10% de los átomos de 4He ocupan el estado fundamental que corresponde a un condensado de Bose-Einstein de forma dependiente de la temperatura23,24,25,26, mientras que el resto ocupa estados excitados que permiten a los fonones y rotones propagarse e interactuar con las impurezas. Para las moléculas de SF6 (ref. 40) y OCS41 unidas a grupos de He II enfriados a T <400 mK, se han observado resonancias rotacionales agudas en longitudes de onda infrarrojas λ ≈ 10,6 μm y 4,85 μm. Esto implica que las moléculas pueden girar con relativa libertad en la superfluidez que surge dentro del pequeño número (102-104) de átomos de 4He que componen estos grupos, aunque el momento de inercia de las transiciones correspondientes parece aumentado en un factor de 2,7 a 2,8 en comparación con un única molécula aislada. En comparación con las líneas espectrales de longitud de onda visible de muchos otros átomos y moléculas incrustadas en He II, las resonancias antiprotónicas E1 de \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e }}}^{+}\) se distinguían por líneas simétricas y nítidas que abruptamente se estrechaban a temperaturas inferiores a Tλ. Se cree que esto surge del hecho de que el átomo antiprotónico retiene un radio re ≈ 40 pm de la capa electrónica durante la excitación del láser7, que es un orden de magnitud más pequeño que muchos otros átomos neutros normales. Las perturbaciones del helio superfluido circundante como lo demuestran los \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}-{}^{ 4}{\rm{H}}{\rm{e}}\) los potenciales por pares son tan pequeños que las formas de las líneas espectrales se vuelven sensibles a efectos diminutos, incluidos los cambios abruptos en las densidades numéricas de las excitaciones elementales que ocurren durante la fase superfluida. transición.

Recientemente se observó una amplia resonancia láser de ancho de línea Γ ≈ 100 GHz correspondiente a una resolución relativa Γ/ν ≈ 6 × 10−4 en átomos de helio piónico (π4He+ ≡ 4He2+ + e− + π−) que se formaron en He II (ref. .42). Este ancho de línea surge principalmente de la vida útil Auger en escala de picosegundos del estado hijo de resonancia. El presente trabajo implica que otras líneas espectrales que involucran estados π4He+ con vidas más largas pueden, en principio, alcanzar resoluciones mucho más altas de aproximadamente 10-6. Otros átomos de helio exóticos de tres cuerpos, como el helio caónico neutro (K4He+ ≡ 4He2+ + e− + K−) con una vida media de τ = 10 ns, y helio antideuterónico (\(\bar{d}{{}^{4} {\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\equiv {{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{2+}+{ Se espera que e}^{-}+\bar{d}\)) con una vida útil a escala de microsegundos tengan estructuras atómicas y diámetros comparables a \(\bar{p}{{}^{4}{\rm {H}}{\rm{e}}}^{+}\). Los cambios de colisión de las frecuencias de transición pueden limitar la precisión de futuros experimentos de espectroscopía láser en tales átomos, pero los cambios se pueden extrapolar a densidad cero como se muestra en la Fig. 4.

Se prevé que cualquier exceso anómalo en el flujo de antiprotones10,11 o antideuterones12,43 de baja energía cinética E ≤ 200 MeV en los rayos cósmicos constituirá un indicio importante de la posible materia oscura que se desintegra o aniquila en el halo de la Vía Láctea44,45 , o evaporación del agujero negro primordial por radiación de Hawking46,47,48. Los 30-300 litros de refrigerante He I o He II almacenados en algunos satélites durante muchos meses49,50, o alternativamente en globos de gran altitud, corresponden a un espesor objetivo efectivo en el que los antiprotones E ≤ 100 MeV fácilmente se detienen y se forman. (\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\). Alrededor del 3% de los antiprotones son capturados en estados de larga duración de \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) que se forman en objetivos de helio gaseoso y líquido35,51. Sobre la base de los resultados del experimento presentado aquí, estimamos que las líneas espectrales nítidas de estos \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}} ^{+}\) se puede detectar con una eficiencia de aproximadamente 10−3 por antiprotón detenido mediante espectroscopía láser, dependiendo de las transiciones que se puedan interrogar simultáneamente.

Las mediciones que involucran los objetivos de helio en fase gaseosa y supercrítica (Fig. 1d) se llevaron a cabo utilizando una cámara de 35 mm de diámetro hecha de acero inoxidable que fue diseñada para soportar presiones internas p > 1 MPa a una temperatura T ≈ 4–6 K. Los antiprotones entraron a través de una ventana tr = 75 μm de espesor hecha de titanio recocido que estaba unida a un lado de la cámara mediante soldadura fuerte al vacío, el rayo láser a través de una ventana de grado UV de 28 mm de diámetro y 5 mm de espesor. ventana de zafiro colocada en el lado opuesto. La cámara se montó sobre un criostato de flujo constante de helio líquido. El criostato estaba protegido de la radiación térmica externa mediante dos capas de recintos de Cu, cada una de las cuales se enfriaba con vapor de helio refrigerante o con nitrógeno líquido.

La presión objetivo p se tomó como el promedio entre las lecturas de dos manómetros capacitivos de precisión ϵprec = 1,4–2,0 kPa que estaban en equilibrio de presión con el gas criogénico objetivo. Durante las mediciones que duraron cada una de 8 a 14 h, se observaron derivas de ϵfluc = 0,2 kPa cuando la presión objetivo se ajustó a p ≈ 100 kPa. Se observaron fluctuaciones mayores ϵfluc = 1 kPa a una presión objetivo más alta p ≈ 560 kPa. La incertidumbre total ϵp = 1,4–2,2 kPa sobre la presión objetivo se tomó como la suma cuadrática de ϵfluc y ϵprec.

Se montó un sensor de cerámica de carbono52 en la pared exterior de la cámara de acero inoxidable que tenía una precisión especificada εc = 10 mK. Su lectura se estabilizó a un valor T2 = 6,30 K regulando la corriente aplicada a un calentador de cinta de nicromo montado en el intercambiador de calor del criostato utilizando un controlador proporcional-integral-derivado (PID). La temperatura del helio gaseoso o supercrítico objetivo se midió mediante un segundo sensor de lectura T1 que estaba suspendido en el helio objetivo. Esta lectura de T1 fluctuó en εfluc = 10–20 mK durante las ejecuciones experimentales. Ambos sensores fueron excitados por corrientes I = 10 μA con una precisión de ≤10 nA.

Calibramos la lectura del sensor T1 en nueve condiciones objetivo del líquido sellado en la cámara a temperaturas entre T1 = 3,04 K y 4,53 K midiendo las correspondientes presiones de vapor saturado de He I entre p = 34,9 (1,4) kPa y 142,2 (1,4) kPa. utilizando los dos manómetros. A presiones de vapor p > 120 kPa, la lectura de T1 se desvió en menos de 30 mK de las temperaturas esperadas T(p) que se calcularon utilizando el programa HEPAK53. El programa se basó en las ecuaciones de estado parametrizadas del helio según la Escala Internacional de Temperatura de 1990 (ITS-90)54. Este valor εprec = 30 mK se tomó como la incertidumbre de medir la temperatura del helio gaseoso o supercrítico en la posición del sensor. Las desviaciones entre las lecturas de los sensores T1 y T2 surgieron debido a las diferencias en las conductividades térmicas de la cámara de acero inoxidable y el helio gaseoso o supercrítico. A partir de esto estimamos que el límite superior del gradiente térmico en la porción del objetivo de helio donde \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^ {+}\) se produjeron variando entre εgrad = 15 mK y 400 mK dependiendo de la presión objetivo. La incertidumbre se volvió particularmente grande (εgrad = 400 mK) a la presión más baja p ≈ 101 kPa utilizada en este experimento. La incertidumbre total εT = 40 – 400 mK de la temperatura T de los objetivos de fase gaseosa y supercrítica se tomó como la suma cuadrática de las incertidumbres εc, εprec, εfluc y εgrad. La presión y la temperatura objetivo se convirtieron a densidad atómica ρ con una incertidumbre promedio del 0,1 % y una incertidumbre máxima del 0,5 %54,55 utilizando el programa HEPAK53.

El objetivo de He I y He II era una cámara de diámetro d = 35 mm hecha de cobre de alta conductividad libre de oxígeno (OFHC). Los antiprotones entraron a través de una ventana de Ti de tr = 50 μm de espesor, mientras que el rayo láser entró a través de una ventana de sílice fundida de 35 mm de diámetro que estaba soldada al vacío en la cámara. La cámara se montó en el criostato de flujo constante anterior, y el helio líquido refrigerante se hizo circular y se evaporó mediante bombas de refuerzo mecánicas y de paletas rotativas con velocidades de bombeo de 500 m3 h-1 y 200 m3 h-1, respectivamente. Se suspendió un sensor de cerámica de carbono52 en el helio líquido objetivo (Fig. 1d), que se aisló del líquido refrigerante y se excitó con una corriente I = 10 μA. Durante los experimentos de espectroscopia que involucraron el objetivo He I, la lectura del sensor se estabilizó dentro de εfluc = 2–11 mK regulando la corriente aplicada a un calentador de cinta de nicromo montado en el intercambiador de calor o ajustando la conductancia del flujo a través de una válvula de mariposa. colocado aguas arriba de las bombas con un controlador PID. La fluctuación de la lectura medida en el objetivo He II fue εfluc = 2–5 mK.

La función de calibración polinómica de séptimo grado utilizada para convertir la resistencia del sensor en temperatura se obtuvo del mejor ajuste de los datos de calibración medidos a 24 temperaturas entre T1 = 1,5 K y 297 K unos 36 meses antes del \(\bar{p}{ {\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) experimentos. Cada ~ 24 h durante las mediciones de espectroscopía láser, la lectura del sensor T1 se calibró en el punto triple vapor-He I – He II, que se consideró Tλ = 2,1768 K (ref. 56). Un segundo sensor de diseño idéntico, que fue calibrado entre 3 y 4 meses antes del experimento, se colocó aproximadamente en la misma posición en el líquido objetivo. Como su lectura T2 estaba dentro de los 3 mK del valor de Tλ publicado en la literatura, utilizamos T2 para calibrar la lectura de T1. En algunas de las mediciones de calibración, estabilizamos la temperatura y presión objetivo en la línea de saturación de vapor de helio. Se encontró que las lecturas del sensor concordaban con los valores esperados en la literatura dentro de la precisión εc = 10 mK especificada por el fabricante y la incertidumbre de la presión medida. La parte dependiente de la temperatura de la incertidumbre relacionada con este procedimiento de calibración que involucra a los dos sensores varió entre εa = 4 mK a una temperatura objetivo \(T=4.16\,{\rm{K}}\,\mathrm{and}\, {\varepsilon }_{a}=24\,{\rm{m}}{\rm{K}}\,{\rm{a}}{\rm{t}}\,T=1.49\,{ \rm{K}}\).

La incertidumbre total εT = 12–27 mK de la temperatura objetivo del líquido T se obtuvo como la suma cuadrática de las incertidumbres anteriores εa, εc, εfluc y εheat. Aquí εheat = 5 mK denota el gradiente de temperatura máximo que puede surgir debido al efecto de calentamiento del láser en la porción del volumen objetivo donde los antiprotones quedaron en reposo (ver más abajo). Las temperaturas calibradas y las incertidumbres se proporcionan en las Tablas de datos ampliados 1 y 2.

El par de sensores suspendidos en los objetivos He I y He II no detectaron variaciones sustanciales de temperatura que coincidieran con el único pulso láser que llegaba cada 110-120 s. En la Fig. 2a de datos ampliados se muestra la distribución espacial de los antiprotones que se detuvieron en el objetivo He II calculada mediante una simulación de Monte Carlo basada en el paquete GEANT457. Las distribuciones de emitancia y energía del haz de antiprotones que emerge del desacelerador RFQ se estimaron mediante un programa de seguimiento de partículas58 y se utilizaron en la simulación. Se descubrió que los átomos \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) se forman dentro de un volumen ubicado a 2 o 3 mm de distancia. desde la ventana de Ti.

Luego llevamos a cabo simulaciones de elementos finitos basadas en el paquete COMSOL59,60 para estimar los límites superiores de los gradientes térmicos que surgieron en el objetivo He I debido al calentamiento del rayo láser. Elegimos simular He I de temperatura T = 2,3 K, que tiene un calor específico, una conductividad y una viscosidad particularmente pequeños53. El proceso de transporte de calor dominante en el He I se debía a la convección, por lo que se utilizó una aproximación de placas infinitas que incluía los efectos de la gravedad y la densidad dependiente de la temperatura para simular los flujos convectivos laminares.

En la simulación, un pulso láser de 70 ns de duración depositó el 70% de su energía E = 10 mJ en la lámina de entrada. Unos ~0,8 s antes de la llegada de los antiprotones, se abrió un obturador mecánico y permitió que parte del rayo láser semilla CW de potencia I = 200 mW ingresara al objetivo. Se estima que la intensidad real del rayo láser CW durante el experimento es inferior al 10% de este valor. El obturador se cerró aproximadamente 1 s después de la llegada del antiprotón y no se volvió a abrir hasta la siguiente llegada, 119 s después. Se utilizaron pequeños pasos de integración en el tiempo Δt = 0,01 s cuando los láseres estaban encendidos o apagados. Se utilizaron mallas con tamaños de celda inferiores a 50 μm para calcular el flujo y el transporte de calor del He I ubicado cerca de la ventana de Ti.

Las simulaciones mostraron que el mayor calentamiento se producía en una fina capa de He I que se encontraba a una distancia de d = 0,7 mm de la lámina de entrada. Se estimó que menos del 1% de los \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) se formaron en esta región, mientras que los átomos restantes se distribuyeron en zonas con mucho menos calentamiento. Los \(\bar{p}{{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) con tiempos de vida en escala de microsegundos fueron destruidos mucho antes de que el volumen que incluye los átomos pudiera calentarse considerablemente; la excursión de temperatura residual cuando el siguiente pulso de antiprotón llegó al objetivo fue ΔT <4 mK (Datos ampliados, figura 2b).

Se montó un detector Cherenkov de 300 × 100 × 20 mm3 hecho de acrílico transparente a los rayos UV cerca del criostato de modo que cubriera un ángulo sólido de ~ 1,6π estereorradián visto desde el objetivo experimental (Fig. 1d). Las partículas cargadas (principalmente piones) que surgieron de las aniquilaciones de antiprotones en el objetivo atravesaron el detector. El destello resultante de luz de Cherenkov fue detectado mediante un fotomultiplicador de malla fina conmutable61 con un fotocátodo bialcalino de 17,5 mm de diámetro y alto rango dinámico. La forma de onda de esta señal se registró mediante un osciloscopio digital de resolución vertical de 8 bits, ancho de banda analógico fb = 4 GHz y velocidad de muestreo digital fs = 5 gigamuestras por s.

Los perfiles espaciales horizontal y vertical del haz de antiprotones se midieron mediante un par de monitores de perfil de haz62 que se colocaron entre el desacelerador RFQ y el objetivo. Una pequeña fracción del haz fue interceptada por una rejilla de alambres de tungsteno-renio de 20 μm de diámetro recubiertos de oro. La emisión de electrones secundarios resultante se midió mediante preamplificadores sensibles a la carga. Se sintonizaron pares de imanes dipolares para dirigir cuidadosamente los antiprotones hacia el objetivo experimental.

Los pulsos láser de 726 nm fueron generados por un láser de Ti:zafiro sembrado por inyección63. El sistema se basó en un láser de anillo de zafiro CW Ti: bombeado por el segundo armónico de un láser Nd:YVO4 monomodo. La frecuencia óptica del láser CW se estabilizó frente a un peine de frecuencia de femtosegundos de Ti:zafiro con una precisión superior a 1 MHz (ref. 64). El haz de semillas CW se inyectó en una cavidad triangular de Ti: zafiro de 0,8 m de circunferencia, que fue bombeada por un láser Nd:YAG con conmutación Q para producir pulsos láser de energía E ≈ 10 mJ de 40 a 50 ns de largo. Los pulsos láser de longitudes de onda λ = 842 nm y 471 nm que se utilizaron para buscar las resonancias (n, ℓ) = (38, 35) → (39, 34) y (37, 34) → (36, 33), respectivamente, también fueron generados por este sistema láser. No se observó ninguna señal estadísticamente significativa correspondiente a las dos transiciones para \(\bar{p}{{}^{4}{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\) producida en He I, presumiblemente debido a la alta tasa de colisiones en He I que destruyeron las poblaciones de antiprotones en los estados relacionados.

Los pulsos láser de 597 nm fueron generados por un láser de colorante amplificado por pulsos CW. Un láser de iones de argón bombeó un láser de colorante de anillo CW que utiliza una solución de colorante de rodamina 6G disuelta en etilenglicol. Luego, este haz de semillas se amplificó a E = 2–3 mJ en una celda de tinte rectangular de 18 mm de largo, seguida de una celda de tinte Bethune de 30 mm de largo llena con tinte de rodamina B disuelto en metanol. Las células fueron bombeadas desde la dirección transversal mediante un láser Nd:YAG9 de modo longitudinal único con conmutación Q de E = 180 mJ. La modulación de frecuencia inducida en las frecuencias ópticas de los láseres de Ti: zafiro y colorante durante la amplificación del pulso no fue más de |Δνlas |= 30 MHz63 y 60 MHz, respectivamente.

Los rayos láser fueron ampliados por un telescopio y colimados por un par de iris de 25 mm de diámetro colocados a una distancia de unos 3 m uno del otro. La fluencia del láser de 25 mm de diámetro se midió detrás del iris situado aguas abajo.

Los perfiles de resonancia de la transición (n, ℓ) = (37, 35) → (38, 34) a una longitud de onda λ = 726 nm medida en objetivos de helio gaseoso y supercrítico, He I y He II se muestran en la figura de datos ampliados. 3. La temperatura y presión del objetivo utilizado en cada medición se indican en el gráfico correspondiente. Cada punto de datos en los espectros representa datos recopilados de 2 a 5 pulsos de antiprotones. El mejor ajuste de cuatro funciones lorentzianas superpuestas se muestra superpuesta en los espectros medidos en objetivos de helio gaseoso o supercrítico (indicado mediante curvas verdes), He I (curvas azules) o He II (curvas rojas). Las posiciones relativas de las funciones de Lorentz ΔνHFS = −0,9070 GHz, −0,8808 GHz, 0,8690 GHz y 0,8783 GHz se fijaron en los valores teóricos correspondientes a los intervalos hiperfinos37, mientras que se supuso que las poblaciones de antiprotones estaban distribuidas equitativamente entre los subniveles magnéticos. Los perfiles correspondientes de la resonancia (39, 35) → (38, 34) en λ = 597 nm se muestran en la Fig. 4 de datos extendidos con los intervalos hiperfinos fijados en ΔνHFS = −0,2795 GHz, −0,2386 GHz, 0,2409 GHz y 0,2546 GHz37.

Los anchos Lorentzianos de ancho total a la mitad del máximo (FWHM) ΓL obtenidos de estos ajustes (ver Tablas de datos extendidos 1, 2) evitaron las ambigüedades que pueden surgir de un modelo de forma de línea más específico y complicado con numerosos parámetros. La incertidumbre experimental total indicada como '(total)' en las Tablas de datos ampliados 1 y 2 es la suma cuadrática de la incertidumbre estadística '(stat)' que surge del número finito de átomos excitados en el objetivo experimental que fueron detectados por el detector Cherenkov. e incertidumbres sistemáticas. La incertidumbre sistemática se toma como la suma cuadrática de la incertidumbre '(fluc)' que surge de las fluctuaciones de la temperatura objetivo y los cambios '(las)' de hasta 30 o 60 MHz en la frecuencia del láser que se deben a modulaciones espurias. que fueron inducidos durante la amplificación pulsada en los láseres de Ti:zafiro y de colorante, respectivamente.

Las frecuencias de transición promediadas por espín que se determinaron a partir del mejor ajuste de las cuatro funciones de Lorentz superpuestas anteriores se muestran en las Tablas de datos ampliados 1 y 2. La incertidumbre sistemática '(ajuste)' relacionada con la selección de esta función de ajuste simplificada se estimó mediante ajustando los espectros con un modelo alternativo y más complicado que involucra cuatro funciones de Voigt superpuestas que se fijaron en las posiciones relativas de los intervalos hiperfinos anteriores. El ancho gaussiano de la función de Voigt se varió entre cero y el ancho Doppler que surge de los movimientos térmicos maxwellianos de los átomos que correspondían a la temperatura objetivo T. La diferencia máxima de las frecuencias centroides determinadas por las funciones de Lorentz y Voigt se tomó como la incertidumbre sistemática, '(ajuste)'. La incertidumbre total '(total)' en la frecuencia de transición se tomó luego como la suma cuadrática de la incertidumbre estadística '(stat)' y las incertidumbres sistemáticas que incluyen la contribución de '(fit)' y la modulación láser anterior '(las )' = 30 o 60 MHz.

Todos los datos están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Estamos en deuda con el personal operativo del desacelerador de antiprotones y el sincrotrón de protones del CERN, el laboratorio de criogenia del CERN y los miembros de la colaboración ASACUSA. Agradecemos a A. Adamczak, D. Bakalov, S. Balibar, D. M. Ceperley, T. W. Hänsch, R. Holzwarth, V. I. Korobov, M. Lemeshko, A. Lombardi, W. Pirkl, O. Pirotte, P. A. Posocco y T. Udem. Este trabajo fue apoyado por Max-Planck-Gesellschaft, el Consejo Europeo de Investigación (ERC-Stg) y la Ludwig-Maximilians-Universität München.

Financiamiento de acceso abierto proporcionado por la Sociedad Max Planck.

Anna Sotér

Dirección actual: ETH Zurich, Zurich, Suiza

Hossein Aghai-Khozani

Dirección actual: McKinsey and Company, Munich, Alemania

Andreas Dax

Dirección actual: Paul Scherrer Institut, Villigen, Suiza

Instituto Max Planck de Óptica Cuántica, Garching, Alemania

Anna Sotér, Hossein Aghai-Khozani y Masaki Hori

CERN, Ginebra, Suiza

Daniel Barna y Andreas Dax

Instituto de Física Nuclear y de Partículas, Centro de Investigación de Física Wigner, Budapest, Hungría

Daniel Brown

Departamento de Ingeniería de la Información, Universidad de Brescia, Brescia, Italia

Lucas Venturelli

Instituto Nacional de Física Nuclear, Sección Pavía, Pavía, Italia

Lucas Venturelli

Facultad de Física, Universidad Ludwig Maximilian de Munich, Munich, Alemania

Masaki Hori

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MH propuso el experimento y desarrolló los detectores Cherenkov, los monitores del perfil del haz de antiprotones y la adquisición de datos. MH, AD y AS desarrollaron los sistemas láser. AS y MH desarrollaron el objetivo criogénico, llevaron a cabo el análisis de datos fuera de línea y escribieron el manuscrito. MH y AS construyeron la línea de luz magnética para antiprotones conectados al desacelerador RFQ. AS llevó a cabo la calibración de temperatura del objetivo y las simulaciones. Todos los autores participaron en la toma de datos, discutieron los resultados y proporcionaron comentarios sobre el manuscrito.

Correspondencia a Masaki Hori.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature agradece a Andrzej Adamczak, Makoto Fujiwara, Yukari Matsuo y los demás revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

está disponible para este documento en https://doi.org/10.1038/s41586-022-04440-7.

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

a, Cambios en los objetivos de helio gaseoso y supercrítico (indicados por marcadores cuadrados verdes), He I (triángulos azules) y He II (círculos rojos) en relación con la frecuencia de transición de densidad cero de ν0 = 501.948,753(2) GHz9 como función de la densidad atómica. b,c Vistas ampliadas de a, que muestran una desviación de la dependencia lineal de la densidad a la temperatura objetivo T < 2,5 K. Los resultados de los mejores ajustes de funciones lineales en el helio gaseoso y supercrítico (línea verde) y He I (línea azul) los datos a T ≥ 2,7 K se muestran superpuestos. El tamaño de la incertidumbre correlacionada que surge de la conversión de la presión y temperatura del helio líquido en densidad atómica según la Escala Internacional de Temperatura de 1990 se indica por separado mediante la barra de error etiquetada como ce (ver texto). d, La dependencia de la temperatura muestra un cambio abrupto en el gradiente dν/dT en la temperatura de transición de He II Tλ = 2,18 K. Barras de error, 1 sd

a, Distribución espacial de antiprotones que descansan en el objetivo He I calculada mediante una simulación GEANT4 Monte Carlo (no a escala). b, Distribución espacial de la temperatura en el objetivo He I antes de la llegada del pulso láser, simulada por COMSOL. En la porción del objetivo donde se formaron los átomos \(\bar{p}{{\rm{H}}{\rm{e}}}^{+}\), se estima que el pulso láser llegó 119 s antes. aumentar la temperatura del He I en no más de 4 mK.

Se indican la temperatura y la densidad atómica del objetivo de helio que se utilizó en cada medición (ver texto). Barras de error, 1 sd

Se indican la temperatura y la densidad atómica del objetivo de helio utilizado en cada medición (ver texto). Barras de error, 1 sd

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Reimpresiones y permisos

Soter, A., Aghai-Khozani, H., Barna, D. et al. Resonancias láser de alta resolución de helio antiprotónico en 4He superfluido. Naturaleza 603, 411–415 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04440-7

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Recibido: 14 de junio de 2021

Aceptado: 18 de enero de 2022

Publicado: 16 de marzo de 2022

Fecha de emisión: 17 de marzo de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-04440-7

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