Átomo de Rydberg

Estado cuántico atómico excitado con número cuántico principal alto (n)

Figura 1: Orbital electrónico de un átomo de Rydberg con n =12. Los colores muestran la fase cuántica del electrón altamente excitado.

Figura 2: Niveles de energía en litio atómico que muestran la serie de Rydberg de los 3 valores más bajos de momento angular orbital que convergen en la primera energía de ionización.

Un átomo de Rydberg es un átomo excitado con uno o más electrones que tienen un número cuántico principal muy alto , n . ^{[1] [2]} Cuanto mayor es el valor de n , más lejos está el electrón del núcleo, en promedio . Los átomos de Rydberg tienen una serie de propiedades peculiares que incluyen una respuesta exagerada a los campos eléctricos y magnéticos , ^[3] largos períodos de desintegración y funciones de onda de los electrones que se aproximan, bajo algunas condiciones, a las órbitas clásicas de los electrones alrededor de los núcleos . ^[4] Los electrones del núcleo protegen al electrón externo del campo eléctrico del núcleo de manera que, desde la distancia, el potencial eléctrico parece idéntico al experimentado por el electrón en un átomo de hidrógeno . ^[5]

A pesar de sus deficiencias, el modelo del átomo de Bohr es útil para explicar estas propiedades. Clásicamente, un electrón en una órbita circular de radio r , alrededor de un núcleo de hidrógeno de carga + e , obedece la segunda ley de Newton :

${\displaystyle \mathbf {F} =m\mathbf {a} \Rightarrow {ke^{2} \over r^{2}}={mv^{2} \over r}}$

donde k = 1/(4π ε 0 ).

El momento orbital se cuantifica en unidades de ħ :

${\displaystyle mvr=n\hbar }$.

La combinación de estas dos ecuaciones conduce a la expresión de Bohr para el radio orbital en términos del número cuántico principal , n :

${\displaystyle r={n^{2}\hbar ^{2} \over ke^{2}m}.}$

Ahora es evidente por qué los átomos de Rydberg tienen propiedades tan peculiares: el radio de la órbita escala como n ² (el estado n = 137 del hidrógeno tiene un radio atómico ~1 µm) y la sección transversal geométrica como n ⁴ . Por tanto, los átomos de Rydberg son extremadamente grandes, con electrones de valencia débilmente unidos , fácilmente perturbados o ionizados por colisiones o campos externos.

Debido a que la energía de enlace de un electrón de Rydberg es proporcional a 1/ r y por lo tanto cae como 1/ n ² , el espaciamiento de los niveles de energía cae como 1/ n ³ , lo que conduce a niveles cada vez más espaciados que convergen en la primera energía de ionización . Estos estados de Rydberg estrechamente espaciados forman lo que comúnmente se conoce como serie de Rydberg . La Figura 2 muestra algunos de los niveles de energía de los tres valores más bajos del momento angular orbital del litio .

Historia

La existencia de la serie de Rydberg se demostró por primera vez en 1885 cuando Johann Balmer descubrió una fórmula empírica simple para las longitudes de onda de la luz asociadas con las transiciones en el hidrógeno atómico . Tres años más tarde, el físico sueco Johannes Rydberg presentó una versión generalizada y más intuitiva de la fórmula de Balmer que llegó a conocerse como fórmula de Rydberg . Esta fórmula indicaba la existencia de una serie infinita de niveles de energía discretos cada vez más estrechamente espaciados que convergían en un límite finito. ^[6]

Esta serie fue explicada cualitativamente en 1913 por Niels Bohr con su modelo semiclásico del átomo de hidrógeno en el que los valores cuantificados del momento angular conducen a los niveles de energía discretos observados. ^{[7] [8]} Wolfgang Pauli obtuvo una derivación cuantitativa completa del espectro observado en 1926 tras el desarrollo de la mecánica cuántica por parte de Werner Heisenberg y otros.

Métodos de producción

El único estado verdaderamente estable de un átomo similar al hidrógeno es el estado fundamental con n = 1. El estudio de los estados de Rydberg requiere una técnica confiable para excitar átomos en estado fundamental a estados con un gran valor de n .

Excitación por impacto de electrones.

Gran parte de los primeros trabajos experimentales sobre los átomos de Rydberg se basaron en el uso de haces colimados de electrones rápidos que inciden sobre átomos en estado fundamental. ^{[9] Los procesos} de dispersión inelástica pueden utilizar la energía cinética de los electrones para aumentar la energía interna de los átomos excitando una amplia gama de estados diferentes, incluidos muchos estados de Rydberg elevados.

${\displaystyle e^{-}+A\rightarrow A^{*}+e^{-}}$.

Debido a que el electrón puede retener cualquier cantidad arbitraria de su energía cinética inicial, este proceso da como resultado una población con una amplia gama de diferentes energías.

Excitación de intercambio de carga.

Otro pilar de los primeros experimentos atómicos de Rydberg se basó en el intercambio de carga entre un haz de iones y una población de átomos neutros de otra especie, lo que resultó en la formación de un haz de átomos altamente excitados, ^[10]

${\displaystyle A^{+}+B\rightarrow A^{*}+B^{+}}$.

Nuevamente, debido a que la energía cinética de la interacción puede contribuir a las energías internas finales de los constituyentes, esta técnica abarca una amplia gama de niveles de energía.

Excitación óptica

La llegada de los láseres de colorantes sintonizables en la década de 1970 permitió un nivel mucho mayor de control sobre las poblaciones de átomos excitados. En la excitación óptica, el fotón incidente es absorbido por el átomo objetivo, lo que da como resultado una energía de estado final precisa. El problema de producir poblaciones monoenergéticas de átomos de Rydberg en un solo estado se convierte así en el problema algo más simple de controlar con precisión la frecuencia de la salida del láser.

${\displaystyle A+\gamma \rightarrow A^{*}}$.

Esta forma de excitación óptica directa generalmente se limita a experimentos con metales alcalinos , porque la energía de unión del estado fundamental en otras especies es generalmente demasiado alta para ser accesible con la mayoría de los sistemas láser.

Para átomos con una gran energía de unión de electrones de valencia (equivalente a una gran primera energía de ionización ), los estados excitados de la serie de Rydberg son inaccesibles con los sistemas láser convencionales. La excitación de colisión inicial puede compensar el déficit de energía permitiendo utilizar la excitación óptica para seleccionar el estado final. Aunque el paso inicial excita una amplia gama de estados intermedios, la precisión inherente al proceso de excitación óptica significa que la luz láser solo interactúa con un subconjunto específico de átomos en un estado particular, excitando al estado final elegido.

potencial hidrogénico

Figura 3 . Una comparación del potencial en un átomo de hidrógeno con el de un átomo diferente en el estado de Rydberg. Se ha utilizado una gran polarizabilidad del núcleo para aclarar el efecto. La curva negra es el potencial de Coulombic 1/ r del átomo de hidrógeno, mientras que la curva roja discontinua incluye el término 1/ r ⁴ debido a la polarización del núcleo del ion.

Un átomo en estado de Rydberg tiene un electrón de valencia en una gran órbita lejos del núcleo del ion; En tal órbita, el electrón más externo siente un potencial de Coulomb casi hidrogenado , U _C , proveniente de un núcleo iónico compacto que consiste en un núcleo con Z protones y las capas inferiores de electrones llenas de electrones Z -1. Un electrón en el potencial de Coulomb esféricamente simétrico tiene energía potencial:

${\displaystyle U_{\text{C}}=-{\dfrac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}r}}}$.

La similitud del potencial efectivo "visto" por el electrón externo con el potencial de hidrógeno es una característica definitoria de los estados de Rydberg y explica por qué las funciones de onda de los electrones se aproximan a las órbitas clásicas en el límite del principio de correspondencia . ^[11] En otras palabras, la órbita del electrón se asemeja a la órbita de los planetas dentro de un sistema solar, similar a lo que se vio en los obsoletos pero visualmente útiles modelos del átomo de Bohr y Rutherford .

Hay tres excepciones notables que pueden caracterizarse por el término adicional agregado a la energía potencial:

• Un átomo puede tener dos (o más) electrones en estados muy excitados con radios orbitales comparables. En este caso, la interacción electrón-electrón da lugar a una desviación significativa del potencial de hidrógeno. ^[12] Para un átomo en un estado de Rydberg múltiple, el término adicional, U _ee , incluye una suma de cada par de electrones altamente excitados:

${\displaystyle U_{ee}={\dfrac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{i<j}{\dfrac {1}{|\mathbf {r} _{i}-\mathbf {r} _{j}|}}}$.

• Si el electrón de valencia tiene un momento angular muy bajo (interpretado clásicamente como una órbita elíptica extremadamente excéntrica ), entonces puede pasar lo suficientemente cerca como para polarizar el núcleo del ion, dando lugar a un término de polarización del núcleo 1/ r ⁴ en el potencial. ^[13] La interacción entre un dipolo inducido y la carga que lo produce siempre es atractiva por lo que esta contribución es siempre negativa,

${\displaystyle U_{\text{pol}}=-{\dfrac {e^{2}\alpha _{\text{d}}}{(4\pi \varepsilon _{0})^{2}r^{4}}}}$,

donde α _d es la polarizabilidad del dipolo . La Figura 3 muestra cómo el término de polarización modifica el potencial cerca del núcleo.

• Si el electrón externo penetra las capas electrónicas internas, "verá" más carga del núcleo y, por lo tanto, experimentará una fuerza mayor. En general, la modificación de la energía potencial no es sencilla de calcular y debe basarse en el conocimiento de la geometría del núcleo iónico. ^[14]

Detalles de mecánica cuántica

Figura 4 . Órbitas semiclásicas para n =5 con todos los valores permitidos de momento angular orbital. La mancha negra denota la posición del núcleo atómico.

Desde el punto de vista de la mecánica cuántica, un estado con n anormalmente alto se refiere a un átomo en el que los electrones de valencia han sido excitados en un orbital electrónico anteriormente despoblado con mayor energía y menor energía de enlace . En el hidrógeno la energía de enlace viene dada por:

${\displaystyle E_{\text{B}}=-{\frac {\rm {Ry}}{n^{2}}}}$,

donde Ry = 13,6 eV es la constante de Rydberg . La baja energía de enlace para valores altos de n explica por qué los estados de Rydberg son susceptibles a la ionización.

Los términos adicionales en la expresión de la energía potencial para un estado de Rydberg, además de la energía potencial de Coulomb hidrogenada, requieren la introducción de un defecto cuántico , ^[5] δ _l , en la expresión de la energía de enlace:

${\displaystyle E_{\text{B}}=-{\frac {\rm {Ry}}{(n-\delta _{l})^{2}}}}$.

Funciones de onda de electrones

La larga vida útil de los estados de Rydberg con alto momento angular orbital puede explicarse en términos de la superposición de funciones de onda. La función de onda de un electrón en un estado l alto (momento angular alto, “órbita circular”) tiene muy poca superposición con las funciones de onda de los electrones internos y, por lo tanto, permanece relativamente imperturbable.

Las tres excepciones a la definición de un átomo de Rydberg como un átomo con potencial hidrogénico tienen una descripción mecánica cuántica alternativa que puede caracterizarse por los términos adicionales en el hamiltoniano atómico :

• Si un segundo electrón se excita a un estado n _i , energéticamente cercano al estado del electrón externo n _o , entonces su función de onda se vuelve casi tan grande como la del primero (un doble estado de Rydberg). Esto ocurre cuando ni _se acerca a n _o y conduce a una condición en la que el tamaño de las órbitas de los dos electrones está relacionado; ^[12] una condición a veces denominada correlación radial . ^[1] Se debe incluir un término de repulsión electrón-electrón en el hamiltoniano atómico.
• La polarización del núcleo iónico produce un potencial anisotrópico que provoca una correlación angular entre los movimientos de los dos electrones más externos. ^{[1] [15]} Esto puede considerarse como un efecto de bloqueo de marea debido a un potencial no esféricamente simétrico. Se debe incluir un término de polarización central en el hamiltoniano atómico.
• La función de onda del electrón externo en estados con momento angular orbital bajo l , se localiza periódicamente dentro de las capas de los electrones internos e interactúa con la carga completa del núcleo. ^[14] La Figura 4 muestra una interpretación semiclásica de los estados de momento angular en un orbital de un electrón, lo que ilustra que los estados de l bajo pasan más cerca del núcleo y potencialmente penetran el núcleo del ion. Se debe agregar un término de penetración del núcleo al hamiltoniano atómico.

En campos externos

La gran separación entre el electrón y el núcleo iónico en un átomo de Rydberg hace posible un momento dipolar eléctrico extremadamente grande , d . Existe una energía asociada a la presencia de un dipolo eléctrico en un campo eléctrico , F , conocida en física atómica como desplazamiento Stark ,

${\displaystyle E_{\text{S}}=-\mathbf {d} \cdot \mathbf {F} .}$

Dependiendo del signo de la proyección del momento dipolar sobre el vector del campo eléctrico local, un estado puede tener energía que aumenta o disminuye con la intensidad del campo (estados de búsqueda de campo bajo y campo alto, respectivamente). El estrecho espacio entre n niveles adyacentes en la serie de Rydberg significa que los estados pueden acercarse a la degeneración incluso para intensidades de campo relativamente modestas. La intensidad de campo teórica a la que se produciría un cruce suponiendo que no hubiera acoplamiento entre los estados viene dada por el límite de Inglis-Teller , ^[17]

${\displaystyle F_{\text{IT}}={\dfrac {e}{12\pi \varepsilon _{0}a_{0}^{2}n^{5}}}.}$

En el átomo de hidrógeno , el potencial de Coulomb puro 1/ r no acopla estados de Stark de n -colectores adyacentes, lo que produce cruces reales como se muestra en la figura 5 . La presencia de términos adicionales en la energía potencial puede provocar un acoplamiento que evite cruces, como se muestra para el litio en la figura 6 .

Aplicaciones y futuras investigaciones.

Mediciones de precisión de átomos de Rydberg atrapados

La vida útil de la desintegración radiativa de los átomos en estados metaestables al estado fundamental es importante para comprender las observaciones astrofísicas y las pruebas del modelo estándar. ^[18]

Investigando los efectos diamagnéticos

El gran tamaño y las bajas energías de enlace de los átomos de Rydberg conducen a una alta susceptibilidad magnética . Como los efectos diamagnéticos aumentan con el área de la órbita y el área es proporcional al radio al cuadrado ( A ∝ n ⁴ ), los efectos imposibles de detectar en átomos en estado fundamental se vuelven obvios en los átomos de Rydberg, que demuestran cambios diamagnéticos muy grandes. ^[19] ${\displaystyle \chi }$

Los átomos de Rydberg exhiben un fuerte acoplamiento dipolo eléctrico de los átomos a campos electromagnéticos y se han utilizado para detectar comunicaciones por radio. ^{[20] [21]}

en plasmas

Los átomos de Rydberg se forman comúnmente en los plasmas debido a la recombinación de electrones e iones positivos; la recombinación de baja energía da como resultado átomos de Rydberg bastante estables, mientras que la recombinación de electrones e iones positivos con alta energía cinética a menudo forman estados de Rydberg autoionizantes . El gran tamaño de los átomos de Rydberg y su susceptibilidad a la perturbación y la ionización por campos eléctricos y magnéticos son un factor importante que determina las propiedades de los plasmas. ^[22]

La condensación de los átomos de Rydberg forma la materia de Rydberg , que se observa con mayor frecuencia en forma de cúmulos de larga duración. La desexcitación se ve significativamente impedida en la materia de Rydberg por los efectos de correlación de intercambio en el líquido de electrones no uniforme formado por la condensación de los electrones de valencia colectivos, lo que provoca una mayor vida útil de los grupos. ^[23]

En astrofísica (líneas de recombinación de radio)

Los átomos de Rydberg se producen en el espacio debido al equilibrio dinámico entre la fotoionización por estrellas calientes y la recombinación con electrones, que a estas densidades tan bajas generalmente ocurre cuando el electrón se vuelve a unir al átomo en un estado n muy alto y luego cae gradualmente a través de la energía. niveles hasta el estado fundamental, dando lugar a una secuencia de líneas espectrales de recombinación repartidas por todo el espectro electromagnético . Las muy pequeñas diferencias de energía entre los estados de Rydberg que difieren en n en uno o unos pocos significan que los fotones emitidos en las transiciones entre dichos estados tienen frecuencias bajas y longitudes de onda largas, incluso hasta ondas de radio. La primera detección de una línea de recombinación de radio (RRL) fue realizada por radioastrónomos soviéticos en 1964; la línea, denominada H90α, fue emitida por átomos de hidrógeno en el estado n = 90. ^[24] Hoy en día, los átomos de Rydberg de hidrógeno, helio y carbono en el espacio se observan habitualmente mediante RRL, los más brillantes de los cuales son las líneas H n α correspondientes a las transiciones de n +1 a n.  También se observan líneas más débiles, H nβ y H n γ, con Δn = 2 y 3. Las líneas correspondientes para helio y carbono son He n α, C n α, etc. ^[25] El descubrimiento de líneas con n  > 100 fue sorprendente, ya que incluso en las muy bajas densidades del espacio interestelar, muchos órdenes de magnitud menores que los mejores vacíos de laboratorio alcanzables en la Tierra, se esperaba que átomos tan altamente excitados frecuentemente destruidos por colisiones, haciendo que las líneas sean inobservables. Un análisis teórico mejorado demostró que este efecto había sido sobreestimado, aunque el ensanchamiento por colisión eventualmente limita la detectabilidad de las líneas a n muy alto . ^[25] La longitud de onda récord para el hidrógeno es λ = 73 cm para H253α, lo que implica diámetros atómicos de unas pocas micras. , y para el carbono, λ = 18 metros, de C732α, ^[26] de átomos con un diámetro de 57 micras.

Los RRL de hidrógeno y helio se producen en regiones altamente ionizadas ( regiones H II y medio cálido ionizado ). El carbono tiene una energía de ionización menor que el hidrógeno, por lo que los átomos de carbono monoionizados y los correspondientes estados de Rydberg recombinantes existen más lejos de las estrellas ionizantes, en las llamadas regiones C II, que forman capas gruesas alrededor de las regiones H II. El mayor volumen compensa parcialmente la baja abundancia de C en comparación con H, lo que hace que los RRL de carbono sean detectables.

En ausencia de ensanchamiento por colisión, las longitudes de onda de los RRL se modifican solo por el efecto Doppler , por lo que la longitud de onda medida , generalmente se convierte en velocidad radial, donde es la longitud de onda del marco de reposo . Las regiones H II de nuestra galaxia pueden tener velocidades radiales de hasta ±150 km/s, debido a su movimiento relativo a la Tierra, ya que ambas orbitan el centro de la galaxia. ^[27] Estos movimientos son lo suficientemente regulares como para usarse para estimar la posición de la región H II en la línea de visión y, por lo tanto, su posición 3D en la galaxia. Debido a que todos los átomos astrofísicos de Rydberg son hidrógeno, las frecuencias de transiciones para H, He y C vienen dadas por la misma fórmula , excepto por la masa reducida ligeramente diferente del electrón de valencia para cada elemento. Esto da a las líneas de helio y carbono desplazamientos Doppler aparentes de −100 y −140 km/s, respectivamente, en relación con la línea de hidrógeno correspondiente. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle v\approx c(\lambda -\lambda _{0})/\lambda _{0}}$ ${\displaystyle \lambda _{0}}$ ${\displaystyle v}$

Los RRL se utilizan para detectar gas ionizado en regiones distantes de nuestra galaxia, y también en galaxias externas , porque los fotones de radio no son absorbidos por el polvo interestelar , lo que bloquea los fotones de las transiciones ópticas más familiares. ^[28] También se utilizan para medir la temperatura del gas ionizado, a través de la relación entre la intensidad de la línea y la emisión de bremsstrahlung continua del plasma . ^[25] Dado que la temperatura de las regiones H II está regulada por la emisión de líneas de elementos más pesados ​​como C, N y O, las líneas de recombinación también miden indirectamente su abundancia ( metalicidad ). ^[29]

Los RRL se distribuyen por todo el espectro de radio con intervalos de longitud de onda relativamente pequeños entre ellos, por lo que ocurren con frecuencia en observaciones de radio espectros dirigidas principalmente a otras líneas espectrales. Por ejemplo, H166α, H167α y H168α tienen una longitud de onda muy cercana a la línea de 21 cm desde el hidrógeno neutro. Esto permite a los radioastrónomos estudiar tanto el medio interestelar neutro como el ionizado a partir del mismo conjunto de observaciones. ^[30] Dado que los RRL son numerosos y débiles, la práctica común es promediar los espectros de velocidad de varias líneas vecinas para mejorar la sensibilidad.

Existe una variedad de otras aplicaciones potenciales de los átomos de Rydberg en cosmología y astrofísica. ^[31]

Sistemas fuertemente interactuantes.

Debido a su gran tamaño, los átomos de Rydberg pueden exhibir momentos dipolares eléctricos muy grandes . Los cálculos que utilizan la teoría de la perturbación muestran que esto da como resultado fuertes interacciones entre dos átomos de Rydberg cercanos. El control coherente de estas interacciones combinado con su vida útil relativamente larga los convierte en candidatos adecuados para realizar una computadora cuántica . ^[32] En 2010 se lograron experimentalmente puertas de dos qubits . ^{[33] [34]} Los átomos de Rydberg que interactúan fuertemente también presentan un comportamiento crítico cuántico , lo que los hace interesantes para estudiarlos por sí solos. ^[35]

Direcciones de investigación actuales

Desde el año 2000, la investigación de los átomos de Rydberg abarca cinco direcciones generales: detección, óptica cuántica , ^{[36] [37 ] [38] [39] [40] [41]} computación cuántica, ^{[42] [43] [44] [45]} simulación cuántica. ^{[46] [2] [47] [48]} y cuestiones cuánticas. ^{[49] [50]} Los momentos dipolares eléctricos elevados entre los estados atómicos de Rydberg se utilizan para sensores e imágenes de radiofrecuencia y terahercios , ^{[51] [52]} incluidas mediciones sin demolición de fotones de microondas individuales. ^{[53] Se utilizó} transparencia inducida electromagnéticamente en combinación con fuertes interacciones entre dos átomos excitados en el estado de Rydberg para proporcionar un medio que exhiba un comportamiento fuertemente no lineal a nivel de fotones ópticos individuales. ^{[54] [55]} La interacción sintonizable entre los estados de Rydberg permitió también los primeros experimentos de simulación cuántica. ^{[56] [57]}

En octubre de 2018, el Laboratorio de Investigación del Ejército de los Estados Unidos discutió públicamente los esfuerzos para desarrollar un receptor de radio de banda súper ancha utilizando átomos de Rydberg. ^[58] En marzo de 2020, el laboratorio anunció que sus científicos analizaron la sensibilidad del sensor Rydberg a campos eléctricos oscilantes en un enorme rango de frecuencias: de 0 a 10 ¹² Hercios (el espectro hasta una longitud de onda de 0,3 mm). El sensor Rydberg puede detectar señales de manera confiable en todo el espectro y compararse favorablemente con otras tecnologías de sensores de campo eléctrico establecidas, como cristales electroópticos y electrónica pasiva acoplada a antena dipolo. ^{[59] [60]}

Simulación clásica

Figura 7 . Stark: potencial de Coulomb para un átomo de Rydberg en un campo eléctrico estático. Un electrón en tal potencial siente un par que puede cambiar su momento angular.

Figura 8 . Trayectoria del electrón en un átomo de hidrógeno en un campo eléctrico E = -3 x 10 ⁶ V/m en la dirección x . Tenga en cuenta que, clásicamente, se permiten todos los valores de momento angular; La figura 4 muestra las órbitas particulares asociadas con los valores permitidos por la mecánica cuántica. Ver la animación.

Un potencial simple 1/ r da como resultado una órbita elíptica kepleriana cerrada . En presencia de un campo eléctrico externo , los átomos de Rydberg pueden obtener momentos dipolares eléctricos muy grandes , lo que los hace extremadamente susceptibles a la perturbación del campo. La Figura 7 muestra cómo la aplicación de un campo eléctrico externo (conocido en física atómica como campo Stark ) cambia la geometría del potencial, cambiando drásticamente el comportamiento del electrón. Un potencial de Coulombic no aplica ningún par ya que la fuerza siempre es antiparalela al vector de posición (siempre apunta a lo largo de una línea que corre entre el electrón y el núcleo):

${\displaystyle |\mathbf {\tau } |=|\mathbf {r} \times \mathbf {F} |=|\mathbf {r} ||\mathbf {F} |\sin \theta }$,

${\displaystyle \theta =\pi \Rightarrow \mathbf {\tau } =0}$.

Con la aplicación de un campo eléctrico estático, el electrón siente un par que cambia continuamente. La trayectoria resultante se distorsiona progresivamente con el tiempo, pasando eventualmente por todo el rango de momento angular desde L = L _MAX , hasta una línea recta L =0, hasta la órbita inicial en el sentido opuesto L = - L _MAX . ^[61]

El período de tiempo de la oscilación del momento angular (el tiempo para completar la trayectoria en la figura 8 ) coincide casi exactamente con el período predicho por la mecánica cuántica para que la función de onda regrese a su estado inicial, lo que demuestra la naturaleza clásica del átomo de Rydberg.

Ver también

• Sistema Rydberg pesado
• Vieja teoría cuántica
• Caos cuántico
• Molécula de Rydberg
• Polarón de Rydberg

Referencias

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