Estructura hiperfina

Pequeños cambios y divisiones en los niveles de energía de átomos, moléculas e iones.

En física atómica , la estructura hiperfina se define por pequeños cambios en niveles de energía electrónica que de otro modo estarían degenerados y las divisiones resultantes en esos niveles de energía electrónica de átomos , moléculas e iones , debido a la interacción multipolar electromagnética entre el núcleo y las nubes de electrones.

En los átomos, la estructura hiperfina surge de la interacción de la energía del momento dipolar magnético nuclear con el campo magnético generado por los electrones y de la energía del momento cuadrupolar eléctrico nuclear en el gradiente del campo eléctrico debido a la distribución de la carga dentro del átomo. La estructura hiperfina molecular está generalmente dominada por estos dos efectos, pero también incluye la energía asociada a la interacción entre los momentos magnéticos asociados a diferentes núcleos magnéticos en una molécula, así como entre los momentos magnéticos nucleares y el campo magnético generado por la rotación de la molécula.

La estructura hiperfina contrasta con la estructura fina , que resulta de la interacción entre los momentos magnéticos asociados con el espín del electrón y el momento angular orbital de los electrones . La estructura hiperfina, con cambios de energía típicamente órdenes de magnitudes más pequeños que los de un cambio de estructura fina, resulta de las interacciones del núcleo (o núcleos, en las moléculas) con campos eléctricos y magnéticos generados internamente.

Ilustración esquemática de la estructura fina e hiperfina en un átomo de hidrógeno neutro

Historia

La primera teoría de la estructura hiperfina atómica fue propuesta en 1930 por Enrico Fermi ^[1] para un átomo que contiene un solo electrón de valencia con un momento angular arbitrario. La división Zeeman de esta estructura fue discutida por SA Goudsmit y RF Bacher más tarde ese año. En 1935, H. Schüler y Theodor Schmidt propusieron la existencia de un momento cuadrupolar nuclear para explicar anomalías en la estructura hiperfina del europio , el casiopio (antiguo nombre del lutecio), el indio , el antimonio y el mercurio . ^[2]

Teoría

La teoría de la estructura hiperfina proviene directamente del electromagnetismo y consiste en la interacción de los momentos multipolares nucleares (excluyendo el monopolo eléctrico) con campos generados internamente. La teoría se deriva primero para el caso atómico, pero se puede aplicar a cada núcleo de una molécula. A continuación, se analizan los efectos adicionales exclusivos del caso molecular.

Estructura atómica hiperfina

Dipolo magnético

El término dominante en el hamiltoniano hiperfino es típicamente el término dipolar magnético. Los núcleos atómicos con un espín nuclear distinto de cero tienen un momento dipolar magnético, dado por: donde es el factor g y es el magnetón nuclear . ${\displaystyle \mathbf {I} }$ $${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}_{\text{I}}=g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}\mathbf {I} ,}$$ ${\displaystyle g_{\text{I}}}$ ${\displaystyle \mu _{\text{N}}}$

Existe una energía asociada con un momento dipolar magnético en presencia de un campo magnético. Para un momento dipolar magnético nuclear, μ _I , colocado en un campo magnético, B , el término relevante en el hamiltoniano viene dado por: ^[3] $${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}=-{\boldsymbol {\mu }}_{\text{I}}\cdot \mathbf {B} .}$$

En ausencia de un campo aplicado externamente, el campo magnético que experimenta el núcleo es el asociado con el momento angular orbital ( ℓ ) y de espín ( s ) de los electrones: $${\displaystyle \mathbf {B} \equiv \mathbf {B} _{\text{el}}=\mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }+\mathbf {B} _{\text{el}}^{s}.}$$

Campo magnético orbital del electrón

El momento angular orbital del electrón resulta del movimiento del electrón alrededor de un punto externo fijo que tomaremos como la ubicación del núcleo. El campo magnético en el núcleo debido al movimiento de un solo electrón, con carga – e en una posición r con respecto al núcleo, viene dado por: donde − r da la posición del núcleo con respecto al electrón. Escrito en términos del magnetón de Bohr , esto da: $${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }={\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {-e\mathbf {v} \times -\mathbf {r} }{r^{3}}},}$$ $${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{r^{3}}}{\frac {\mathbf {r} \times m_{\text{e}}\mathbf {v} }{\hbar }}.}$$

Reconociendo que m _e v es el momento del electrón, p , y que r × p / ħ es el momento angular orbital en unidades de ħ , ℓ , podemos escribir: $${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{r^{3}}}\mathbf {\ell } .}$$

Para un átomo de muchos electrones, esta expresión se escribe generalmente en términos del momento angular orbital total, , sumando los electrones y utilizando el operador de proyección, , donde . Para estados con una proyección bien definida del momento angular orbital, L _z , podemos escribir , dando: ${\displaystyle \mathbf {L} }$ ${\displaystyle \varphi _{i}^{\ell }}$ ${\textstyle \sum _{i}\mathbf {\ell } _{i}=\sum _{i}\varphi _{i}^{\ell }\mathbf {L} }$ ${\displaystyle \varphi _{i}^{\ell }={\hat {\ell }}_{z_{i}}/L_{z}}$ $${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{L_{z}}}\sum _{i}{\frac {{\hat {\ell }}_{zi}}{r_{i}^{3}}}\mathbf {L} .}$$

Campo magnético del espín del electrón

El momento angular de espín del electrón es una propiedad fundamentalmente diferente que es intrínseca a la partícula y, por lo tanto, no depende del movimiento del electrón. No obstante, es un momento angular y cualquier momento angular asociado con una partícula cargada da como resultado un momento dipolar magnético, que es la fuente de un campo magnético. Un electrón con momento angular de espín, s , tiene un momento magnético, μ _s , dado por: donde g _s es el factor g del espín del electrón y el signo negativo se debe a que el electrón está cargado negativamente (considere que las partículas cargadas negativa y positivamente con masa idéntica, viajando en caminos equivalentes, tendrían el mismo momento angular, pero darían como resultado corrientes en la dirección opuesta). $${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}=-g_{s}\mu _{\text{B}}\mathbf {s} ,}$$

El campo magnético de un momento dipolar puntual, μ _s , viene dado por: ^{[4] [5]} $${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{s}={\frac {\mu _{0}}{4\pi r^{3}}}\left(3\left({\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}\cdot {\hat {\mathbf {r} }}\right){\hat {\mathbf {r} }}-{\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}\right)+{\dfrac {2\mu _{0}}{3}}{\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}\delta ^{3}(\mathbf {r} ).}$$

Campo magnético total del electrón y contribución

La contribución completa del dipolo magnético al hamiltoniano hiperfino viene dada por: $${\displaystyle {\begin{aligned}{\hat {H}}_{D}={}&2g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}\mu _{\text{B}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {1}{L_{z}}}\sum _{i}{\dfrac {{\hat {\ell }}_{zi}}{r_{i}^{3}}}\mathbf {I} \cdot \mathbf {L} \\&{}+g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}g_{\text{s}}\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{S_{z}}}\sum _{i}{\frac {{\hat {s}}_{zi}}{r_{i}^{3}}}\left\{3\left(\mathbf {I} \cdot {\hat {\mathbf {r} }}\right)\left(\mathbf {S} \cdot {\hat {\mathbf {r} }}\right)-\mathbf {I} \cdot \mathbf {S} \right\}\\&{}+{\frac {2}{3}}g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}g_{\text{s}}\mu _{\text{B}}\mu _{0}{\frac {1}{S_{z}}}\sum _{i}{\hat {s}}_{zi}\delta ^{3}{\left(\mathbf {r} _{i}\right)}\mathbf {I} \cdot \mathbf {S} .\end{aligned}}}$$

El primer término da la energía del dipolo nuclear en el campo debido al momento angular orbital electrónico. El segundo término da la energía de la interacción de "distancia finita" del dipolo nuclear con el campo debido a los momentos magnéticos de espín del electrón. El término final, a menudo conocido como el término de contacto de Fermi, se relaciona con la interacción directa del dipolo nuclear con los dipolos de espín y solo es distinto de cero para los estados con una densidad de espín electrónico finita en la posición del núcleo (aquellos con electrones desapareados en subcapas s ). Se ha argumentado que se puede obtener una expresión diferente al tener en cuenta la distribución detallada del momento magnético nuclear. ^[6]

Para los estados con esto se puede expresar en la forma donde: ^[3] ${\displaystyle \ell \neq 0}$ $${\displaystyle {\hat {H}}_{D}=2g_{I}\mu _{\text{B}}\mu _{\text{N}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {\mathbf {I} \cdot \mathbf {N} }{r^{3}}},}$$ $${\displaystyle \mathbf {N} ={\boldsymbol {\ell }}-{\frac {g_{s}}{2}}\left[\mathbf {s} -3(\mathbf {s} \cdot {\hat {\mathbf {r} }}){\hat {\mathbf {r} }}\right].}$$

Si la estructura hiperfina es pequeña en comparación con la estructura fina (a veces llamada acoplamiento IJ por analogía con el acoplamiento LS ), I y J son buenos números cuánticos y los elementos de la matriz de pueden aproximarse como diagonales en I y J. En este caso (generalmente cierto para elementos ligeros), podemos proyectar N sobre J (donde J = L + S es el momento angular electrónico total) y tenemos: ^[7] ${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}}$ $${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}=2g_{I}\mu _{\text{B}}\mu _{\text{N}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {\mathbf {N} \cdot \mathbf {J} }{\mathbf {J} \cdot \mathbf {J} }}{\dfrac {\mathbf {I} \cdot \mathbf {J} }{r^{3}}}.}$$

Esto se escribe comúnmente como la constante de estructura hiperfina que se determina experimentalmente. Dado que I ⋅ J = 1 ⁄ 2 { F ⋅ F − I ⋅ I − J ⋅ J } (donde F = I + J es el momento angular total), esto da una energía de: $${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}={\hat {A}}\mathbf {I} \cdot \mathbf {J} ,}$$ ${\textstyle \left\langle {\hat {A}}\right\rangle }$ $${\displaystyle \Delta E_{\text{D}}={\frac {1}{2}}\left\langle {\hat {A}}\right\rangle [F(F+1)-I(I+1)-J(J+1)].}$$

En este caso la interacción hiperfina satisface la regla del intervalo de Landé .

Cuadrupolo eléctrico

Los núcleos atómicos con espín tienen un momento cuadrupolar eléctrico . ^[8] En el caso general esto se representa por un tensor de rango -2 , , con componentes dados por: ^[4] donde i y j son los índices del tensor que van de 1 a 3, x _i y x _j son las variables espaciales x , y y z dependiendo de los valores de i y j respectivamente, δ _ij es el delta de Kronecker y ρ ( r ) es la densidad de carga. Al ser un tensor de rango 2 tridimensional, el momento cuadrupolar tiene 3 ² = 9 componentes. De la definición de los componentes está claro que el tensor cuadrupolar es una matriz simétrica ( Q _ij = Q _ji ) que también es sin traza ( ), dando solo cinco componentes en la representación irreducible . Expresado usando la notación de tensores esféricos irreducibles tenemos: ^[4] ${\displaystyle I\geq 1}$ ${\displaystyle Q_{ij}}$ $${\displaystyle Q_{ij}={\frac {1}{e}}\int \left(3x_{i}^{\prime }x_{j}^{\prime }-\left(r'\right)^{2}\delta _{ij}\right)\rho {\left(\mathbf {r} '\right)}\,d^{3}\mathbf {r} ',}$$ ${\textstyle \operatorname {tr} Q=\sum _{i}Q_{ii}=0}$ $${\displaystyle T_{m}^{2}(Q)={\sqrt {\frac {4\pi }{5}}}\int \rho {\left(\mathbf {r} '\right)}\left(r'\right)^{2}Y_{m}^{2}\left(\theta ',\varphi '\right)\,d^{3}\mathbf {r} '.}$$

La energía asociada con un momento cuadrupolar eléctrico en un campo eléctrico no depende de la intensidad del campo, sino del gradiente del campo eléctrico, confusamente etiquetado como , otro tensor de rango 2 dado por el producto externo del operador del con el vector del campo eléctrico: con componentes dados por: ${\textstyle {\underline {\underline {q}}}}$ $${\displaystyle {\underline {\underline {q}}}=\nabla \otimes \mathbf {E} ,}$$ $${\displaystyle q_{ij}={\frac {\partial ^{2}V}{\partial x_{i}\,\partial x_{j}}}.}$$

Nuevamente queda claro que se trata de una matriz simétrica y, debido a que la fuente del campo eléctrico en el núcleo es una distribución de carga completamente fuera del núcleo, esto se puede expresar como un tensor esférico de 5 componentes, , con: ^[9] donde: ${\displaystyle T^{2}(q)}$ $${\displaystyle {\begin{aligned}T_{0}^{2}(q)&={\frac {\sqrt {6}}{2}}q_{zz}\\T_{+1}^{2}(q)&=-q_{xz}-iq_{yz}\\T_{+2}^{2}(q)&={\frac {1}{2}}(q_{xx}-q_{yy})+iq_{xy},\end{aligned}}}$$ $${\displaystyle T_{-m}^{2}(q)=(-1)^{m}T_{+m}^{2}(q)^{*}.}$$

El término cuadrupolar en el hamiltoniano viene dado por: $${\displaystyle {\hat {H}}_{Q}=-eT^{2}(Q)\cdot T^{2}(q)=-e\sum _{m}(-1)^{m}T_{m}^{2}(Q)T_{-m}^{2}(q).}$$

Un núcleo atómico típico se aproxima mucho a la simetría cilíndrica y, por lo tanto, todos los elementos fuera de la diagonal son cercanos a cero. Por esta razón, el momento cuadrupolar eléctrico nuclear se representa a menudo por Q _zz . ^[8]

Estructura molecular hiperfina

El hamiltoniano hiperfino molecular incluye aquellos términos ya derivados para el caso atómico con un término dipolar magnético para cada núcleo con y un término cuadrupolo eléctrico para cada núcleo con . Los términos dipolares magnéticos fueron derivados por primera vez para moléculas diatómicas por Frosch y Foley, ^[10] y los parámetros hiperfinos resultantes a menudo se denominan parámetros de Frosch y Foley. ${\displaystyle I>0}$ ${\displaystyle I\geq 1}$

Además de los efectos descritos anteriormente, hay una serie de efectos específicos del caso molecular. ^[11]

Espín nuclear directo-espín

Cada núcleo tiene un momento magnético distinto de cero que es a la vez la fuente de un campo magnético y tiene una energía asociada debido a la presencia del campo combinado de todos los demás momentos magnéticos nucleares. Una suma sobre cada momento magnético punteada con el campo debido a cada otro momento magnético da el término directo de espín-espín nuclear en el hamiltoniano hiperfino, . ^[12] donde α y α ' son índices que representan el núcleo que contribuye a la energía y el núcleo que es la fuente del campo respectivamente. Sustituyendo en las expresiones para el momento dipolar en términos del momento angular nuclear y el campo magnético de un dipolo, ambos dados anteriormente, tenemos ${\displaystyle I>0}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{II}}$ $${\displaystyle {\hat {H}}_{II}=-\sum _{\alpha \neq \alpha '}{\boldsymbol {\mu }}_{\alpha }\cdot \mathbf {B} _{\alpha '},}$$ $${\displaystyle {\hat {H}}_{II}={\dfrac {\mu _{0}\mu _{\text{N}}^{2}}{4\pi }}\sum _{\alpha \neq \alpha '}{\frac {g_{\alpha }g_{\alpha '}}{R_{\alpha \alpha '}^{3}}}\left\{\mathbf {I} _{\alpha }\cdot \mathbf {I} _{\alpha '}-3\left(\mathbf {I} _{\alpha }\cdot {\hat {\mathbf {R} }}_{\alpha \alpha '}\right)\left(\mathbf {I} _{\alpha '}\cdot {\hat {\mathbf {R} }}_{\alpha \alpha '}\right)\right\}.}$$

Rotación y espín nuclear

Los momentos magnéticos nucleares en una molécula existen en un campo magnético debido al momento angular, T ( R es el vector de desplazamiento internuclear), asociado con la rotación en masa de la molécula, ^[12] por lo tanto $${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{IR}}={\frac {e\mu _{0}\mu _{\text{N}}\hbar }{4\pi }}\sum _{\alpha \neq \alpha '}{\frac {1}{R_{\alpha \alpha '}^{3}}}\left\{{\frac {Z_{\alpha }g_{\alpha '}}{M_{\alpha }}}\mathbf {I} _{\alpha '}+{\frac {Z_{\alpha '}g_{\alpha }}{M_{\alpha '}}}\mathbf {I} _{\alpha }\right\}\cdot \mathbf {T} .}$$

Estructura hiperfina de moléculas pequeñas

Un ejemplo simple típico de la estructura hiperfina debido a las interacciones discutidas anteriormente se encuentra en las transiciones rotacionales del cianuro de hidrógeno ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) en su estado vibracional fundamental . Aquí, la interacción cuadrupolo eléctrico se debe al núcleo ¹⁴ N, la división espín-espín nuclear hiperfina se debe al acoplamiento magnético entre el nitrógeno, ¹⁴ N ( I _N = 1), y el hidrógeno, ¹ H ( I _H = 1 ⁄ 2 ), y una interacción espín-rotación del hidrógeno debido al núcleo ¹ H. Estas interacciones que contribuyen a la estructura hiperfina en la molécula se enumeran aquí en orden descendente de influencia. Se han utilizado técnicas sub-Doppler para discernir la estructura hiperfina en las transiciones rotacionales de HCN. ^[13]

Las reglas de selección dipolar para las transiciones de estructura hiperfina de HCN son , , donde J es el número cuántico rotacional y F es el número cuántico rotacional total que incluye el espín nuclear ( ), respectivamente. La transición más baja ( ) se divide en un triplete hiperfino. Usando las reglas de selección, el patrón hiperfino de transición y transiciones dipolares más altas tiene la forma de un sexteto hiperfino. Sin embargo, uno de estos componentes ( ) lleva solo el 0,6% de la intensidad de la transición rotacional en el caso de . Esta contribución cae para aumentar J. Entonces, desde arriba, el patrón hiperfino consta de tres componentes hiperfinos más fuertes muy espaciados ( , ) junto con dos componentes ampliamente espaciados; uno en el lado de baja frecuencia y uno en el lado de alta frecuencia en relación con el triplete hiperfino central. Cada uno de estos valores atípicos lleva ~ ( J es el número cuántico rotacional superior de la transición dipolar permitida) la intensidad de toda la transición. Para transiciones consecutivamente más altas de J , hay cambios pequeños pero significativos en las intensidades relativas y posiciones de cada componente hiperfino individual. ^[14] ${\displaystyle \Delta J=1}$ ${\displaystyle \Delta F=\{0,\pm 1\}}$ ${\displaystyle F=J+I_{\text{N}}}$ ${\displaystyle J=1\rightarrow 0}$ ${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$ ${\displaystyle \Delta F=-1}$ ${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$ ${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$ ${\displaystyle \Delta J=1}$ ${\displaystyle \Delta F=1}$ ${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}J^{2}}$

Medidas

Las interacciones hiperfinas se pueden medir, entre otras formas, en espectros atómicos y moleculares y en espectros de resonancia paramagnética electrónica de radicales libres e iones de metales de transición .

Aplicaciones

Astrofísica

La transición hiperfina como se muestra en la placa Pioneer

Como la división hiperfina es muy pequeña, las frecuencias de transición normalmente no se ubican en el rango óptico, sino en el de las frecuencias de radio o de microondas (también llamadas submilimétricas).

La estructura hiperfina da la línea de 21 cm observada en las regiones HI del medio interestelar .

Carl Sagan y Frank Drake consideraron que la transición hiperfina del hidrógeno era un fenómeno lo suficientemente universal como para ser utilizado como unidad base de tiempo y longitud en la placa de la Pioneer y más tarde en el Disco de Oro de la Voyager .

En astronomía submilimétrica , los receptores heterodinos se utilizan ampliamente para detectar señales electromagnéticas de objetos celestes como núcleos de formación estelar u objetos estelares jóvenes . Las separaciones entre componentes vecinos en un espectro hiperfino de una transición rotacional observada suelen ser lo suficientemente pequeñas como para caber dentro de la banda IF del receptor . Dado que la profundidad óptica varía con la frecuencia, las relaciones de fuerza entre los componentes hiperfinos difieren de las de sus intensidades intrínsecas (u ópticamente delgadas ) (estas son las llamadas anomalías hiperfinas , a menudo observadas en las transiciones rotacionales de HCN ^[14] ). Por lo tanto, es posible una determinación más precisa de la profundidad óptica. A partir de esto podemos derivar los parámetros físicos del objeto. ^[15]

Espectroscopia nuclear

En los métodos de espectroscopia nuclear , el núcleo se utiliza para investigar la estructura local de los materiales. Los métodos se basan principalmente en interacciones hiperfinas con los átomos y los iones circundantes. Los métodos más importantes son la resonancia magnética nuclear , la espectroscopia Mössbauer y la correlación angular perturbada .

Tecnología nuclear

El proceso de separación de isótopos por láser de vapor atómico (AVLIS) utiliza la división hiperfina entre las transiciones ópticas del uranio-235 y el uranio-238 para fotoionizar selectivamente solo los átomos de uranio-235 y luego separar las partículas ionizadas de las no ionizadas. Se utilizan láseres de colorante ajustados con precisión como fuentes de la radiación de longitud de onda exacta necesaria.

Uso para definir el segundo y el metro del SI.

La transición de estructura hiperfina se puede utilizar para fabricar un filtro de muesca de microondas con una estabilidad, repetibilidad y factor Q muy elevados , que puede utilizarse como base para relojes atómicos muy precisos . El término frecuencia de transición denota la frecuencia de radiación correspondiente a la transición entre los dos niveles hiperfinos del átomo, y es igual a f = Δ E / h , donde Δ E es la diferencia de energía entre los niveles y h es la constante de Planck . Normalmente, la frecuencia de transición de un isótopo particular de los átomos de cesio o rubidio se utiliza como base para estos relojes.

Debido a la precisión de los relojes atómicos basados ​​en la transición de estructura hiperfina, ahora se utilizan como base para la definición del segundo. Un segundo ahora se define exactamente como9 192 631 770 ciclos de la frecuencia de transición de la estructura hiperfina de los átomos de cesio-133.

El 21 de octubre de 1983, la 17ª CGPM definió el metro como la longitud del camino recorrido por la luz en el vacío durante un intervalo de tiempo de ⁠1/299.792.458⁠ de un segundo . ^{[16] [17]}

Pruebas de precisión de la electrodinámica cuántica

La descomposición hiperfina en hidrógeno y muonio se ha utilizado para medir el valor de la constante de estructura fina α. La comparación con las mediciones de α en otros sistemas físicos proporciona una prueba rigurosa de la electrodinámica cuántica .

Qubit en computación cuántica con trampa de iones

Los estados hiperfinos de un ion atrapado se utilizan comúnmente para almacenar cúbits en la computación cuántica con trampas de iones . Tienen la ventaja de tener una vida útil muy larga, que experimentalmente supera los ~10 minutos (en comparación con ~1  s para los niveles electrónicos metaestables).

La frecuencia asociada con la separación de energía de los estados está en la región de microondas , lo que hace posible impulsar transiciones hiperfinas utilizando radiación de microondas. Sin embargo, en la actualidad no hay ningún emisor disponible que pueda enfocarse para abordar un ion particular de una secuencia. En su lugar, se puede utilizar un par de pulsos láser para impulsar la transición, al tener su diferencia de frecuencia ( desafinación ) igual a la frecuencia de la transición requerida. Esto es esencialmente una transición Raman estimulada . Además, se han explotado los gradientes de campo cercano para abordar individualmente dos iones separados por aproximadamente 4,3 micrómetros directamente con radiación de microondas. ^[18]

Véase también

• Polarización nuclear dinámica
• Resonancia paramagnética electrónica

Referencias

1. E. Fermi (1930), “Uber die magnetischen Momente der Atomkerne”. Z. Física 60, 320-333.
2. H. Schüler y T. Schmidt (1935), "Über Abweichungen des Atomkerns von der Kugelsymmetrie". Z. Física 94, 457–468.
3. Woodgate, Gordon K. (1999). Estructura atómica elemental . Oxford University Press. ISBN 978-0-19-851156-4.
4. Jackson, John D. (1998). Electrodinámica clásica . Wiley. ISBN 978-0-471-30932-1.
5. Garg, Anupam (2012). Electromagnetismo clásico en pocas palabras . Princeton University Press. §26. ISBN 978-0-691-13018-7.
6. Soliverez, CE (1980-12-10). "La interacción hiperfina de contacto: un problema mal definido". Journal of Physics C: Solid State Physics . 13 (34): L1017–L1019. doi :10.1088/0022-3719/13/34/002. ISSN  0022-3719.
7. Woodgate, Gordon K. (1983). Estructura atómica elemental. Oxford University Press, EE. UU. ISBN 978-0-19-851156-4. Consultado el 3 de marzo de 2009 .
8. Enge, Harald A. (1966). Introducción a la física nuclear . Addison Wesley. ISBN 978-0-201-01870-7.
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10. Frosch y Foley; Foley, H. (1952). "Estructura hiperfina magnética en diatómica". Physical Review . 88 (6): 1337–1349. Bibcode :1952PhRv...88.1337F. doi :10.1103/PhysRev.88.1337.
11. Brown, John; Alan Carrington (2003). Espectroscopia rotacional de moléculas diatómicas . Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-53078-1.
12. Brown, John; Alan Carrington (2003). Espectroscopia rotacional de moléculas diatómicas. Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-53078-1. Consultado el 3 de marzo de 2009 .
13. Ahrens, V.; Lewen, F.; Takano, S.; Winnewisser, G.; et al. (2002). "Espectroscopia de saturación sub-Doppler de HCN hasta 1 THz y detección de J = 3 ⟶ 2 ( 4 ⟶ 3 ) {\displaystyle J={\ce {3 -> 2 (4 -> 3)}}} emisión de TMC-1". Z. Naturforsch . 57a (8): 669–681. Código Bibliográfico :2002ZNatA..57..669A. doi : 10.1515/zna-2002-0806 . S2CID  35586070.
14. Mullins, AM; Loughnane, RM; Redman, MP; et al. (2016). "Transferencia radiativa de HCN: interpretación de las observaciones de anomalías hiperfinas". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society . 459 (3): 2882–2993. arXiv : 1604.03059 . Bibcode :2016MNRAS.459.2882M. doi : 10.1093/mnras/stw835 . S2CID  119192931.
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16. Taylor, BN y Thompson, A. (Eds.). (2008a). El Sistema Internacional de Unidades (SI) Archivado el 3 de junio de 2016 en Wayback Machine . Apéndice 1, pág. 70. Esta es la versión estadounidense del texto en inglés de la octava edición (2006) de la publicación de la Oficina Internacional de Pesas y Medidas Le Système International d' Unités (SI) (Publicación especial 330). Gaithersburg, MD: Instituto Nacional de Normas y Tecnología. Consultado el 18 de agosto de 2008.
17. Taylor, BN y Thompson, A. (2008b). Guía para el uso del Sistema Internacional de Unidades (Publicación especial 811). Gaithersburg, MD: Instituto Nacional de Normas y Tecnología. Consultado el 23 de agosto de 2008.
18. Warring, U.; Ospelkaus, C.; Colombe, Y.; Joerdens, R.; Leibfried, D.; Wineland, DJ (2013). "Direccionamiento de iones individuales con gradientes de campo de microondas". Physical Review Letters . 110 (17): 173002 1–5. arXiv : 1210.6407 . Código Bibliográfico :2013PhRvL.110q3002W. doi :10.1103/PhysRevLett.110.173002. PMID  23679718. S2CID  27008582.

Enlaces externos

• Las conferencias de física de Feynman, vol. III, cap. 12: La división hiperfina en hidrógeno
• Búsqueda de momentos magnéticos y eléctricos nucleares: datos de desintegración y estructura nuclear en el OIEA