Estructura hiperfina

Pequeños cambios y escisiones 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 que de otro modo serían degenerados y las divisiones resultantes en esos niveles de energía de átomos , moléculas e iones , debido a la interacción electromagnética multipolar entre el núcleo y las nubes de electrones.

En los átomos, la estructura hiperfina surge de la energía del momento dipolar magnético nuclear que interactúa con el campo magnético generado por los electrones y la energía del momento cuadripolar eléctrico nuclear en el gradiente del campo eléctrico debido a la distribución de carga dentro del átomo. La estructura hiperfina molecular está generalmente dominada por estos dos efectos, pero también incluye la energía asociada con la interacción entre los momentos magnéticos asociados con 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 de órdenes de magnitud 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 atómica hiperfina 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 con el fin de explicar anomalías en la estructura hiperfina del europio , casiopio , indio , antimonio y mercurio . ^[2]

Teoría

La teoría de la estructura hiperfina proviene directamente del electromagnetismo , consistente en la interacción de los momentos multipolares nucleares (excluido 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 suele ser el término del dipolo magnético. Los núcleos atómicos con un espín nuclear distinto de cero tienen un momento dipolar magnético, dado por: ${\displaystyle \mathbf {I} }$

$${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}_{\text{I}}=g_{\text{I}}\mu _{\text{N}}\mathbf {I} ,}$$

factor gmagnetón nuclear ${\displaystyle g_{\text{I}}}$ ${\displaystyle \mu _{\text{N}}}$

Hay 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 experimentado por 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 de electrones.

El momento angular orbital del electrón resulta del movimiento del electrón alrededor de algún punto externo fijo que consideraremos 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:

$${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }={\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {-e\mathbf {v} \times -\mathbf {r} }{r^{3}}},}$$

donde − r da la posición del núcleo con respecto al electrón. Escrito en términos del magnetón de Bohr , esto da:

$${\displaystyle \mathbf {B} _{\text{el}}^{\ell }=-2\mu _{\text{B}}{\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {1}{r^{3}}}{\frac {\mathbf {r} \times m_{\text{e}}\mathbf {v} }{\hbar }}.}$$

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 generalmente se escribe en términos del momento angular orbital total, sumando los electrones y usando 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 de espín electrónico

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, μs , dado por:

$${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}_{\text{s}}=-g_{s}\mu _{\text{B}}\mathbf {s} ,}$$

g _sfactor g de espín del electróncorrientes

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 de electrones 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 del espín del electrón. El término final, a menudo conocido como término de contacto de Fermi , se relaciona con la interacción directa del dipolo nuclear con los dipolos de espín y sólo es distinto de cero para estados con una densidad de espín electrónica finita en la posición del núcleo (aquellos con electrones desapareados en s -subcapas). Se ha argumentado que se puede obtener una expresión diferente si se tiene en cuenta la distribución detallada del momento magnético nuclear. ^[6]

Para estados con esto se puede expresar en la forma ${\displaystyle \ell \neq 0}$

$${\displaystyle {\hat {H}}_{D}=2g_{I}\mu _{\text{B}}\mu _{\text{N}}{\dfrac {\mu _{0}}{4\pi }}{\dfrac {\mathbf {I} \cdot \mathbf {N} }{r^{3}}},}$$

donde: ^[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 se pueden aproximar 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

$${\displaystyle {\hat {H}}_{\text{D}}={\hat {A}}\mathbf {I} \cdot \mathbf {J} ,}$$

I ⋅ J = 1 ⁄ 2 { F ⋅ F − I ⋅ I − J ⋅ J }F = I + 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 cuadripolar eléctrico . ^[8] En el caso general, esto está representado por un tensor de rango -2 , con componentes dados por: ^[4] ${\displaystyle I\geq 1}$ ${\displaystyle Q_{ij}}$

$${\displaystyle Q_{ij}={\frac {1}{e}}\int \left(3x_{i}^{\prime }x_{j}^{\prime }-\left(r'\right)^{2}\delta _{ij}\right)\rho {\left(\mathbf {r} '\right)}\,d^{3}\mathbf {r} ',}$$

donde i y j son los índices tensoriales 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 tridimensional de rango 2, el momento cuadripolar tiene 3 ² = 9 componentes. De la definición de los componentes queda claro que el tensor cuadrupolo es una matriz simétrica ( Q _ij = Q _ji ) que tampoco tiene trazas ( ), dando sólo cinco componentes en la representación irreducible . Expresado usando la notación de tensores esféricos irreducibles tenemos: ^[4] ${\textstyle \operatorname {tr} Q=\sum _{i}Q_{ii}=0}$

$${\displaystyle T_{m}^{2}(Q)={\sqrt {\frac {4\pi }{5}}}\int \rho {\left(\mathbf {r} '\right)}\left(r'\right)^{2}Y_{m}^{2}\left(\theta ',\varphi '\right)\,d^{3}\mathbf {r} '.}$$

La energía asociada con un momento cuadripolar eléctrico en un campo eléctrico no depende de la intensidad del campo, sino del gradiente del campo eléctrico, denominado confusamente , otro tensor de rango 2 dado por el producto externo del operador del con el vector del campo eléctrico: ${\textstyle {\underline {\underline {q}}}}$

$${\displaystyle {\underline {\underline {q}}}=\nabla \otimes \mathbf {E} ,}$$

$${\displaystyle q_{ij}={\frac {\partial ^{2}V}{\partial x_{i}\,\partial x_{j}}}.}$$

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] ${\displaystyle T^{2}(q)}$

$${\displaystyle {\begin{aligned}T_{0}^{2}(q)&={\frac {\sqrt {6}}{2}}q_{zz}\\T_{+1}^{2}(q)&=-q_{xz}-iq_{yz}\\T_{+2}^{2}(q)&={\frac {1}{2}}(q_{xx}-q_{yy})+iq_{xy},\end{aligned}}}$$

dónde:

$${\displaystyle T_{-m}^{2}(q)=(-1)^{m}T_{+m}^{2}(q)^{*}.}$$

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 están cerca de cero. _{Por esta razón ,} el momento cuadripolar eléctrico nuclear suele representarse mediante Qzz . ^[8]

Estructura molecular hiperfina

El hamiltoniano hiperfino molecular incluye aquellos términos ya derivados para el caso atómico con un término de dipolo magnético para cada núcleo con y un término de cuadrupolo eléctrico para cada núcleo con . Los términos del dipolo magnético 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, existen varios efectos específicos del caso molecular. ^[11]

Spin-spin nuclear directo

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 de cada momento magnético punteado con el campo debido a cada momento magnético da el término de espín-espín nuclear directo en el hamiltoniano hiperfino, . ^[12] ${\displaystyle I>0}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{II}}$

$${\displaystyle {\hat {H}}_{II}=-\sum _{\alpha \neq \alpha '}{\boldsymbol {\mu }}_{\alpha }\cdot \mathbf {B} _{\alpha '},}$$

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 del momento dipolar en términos del momento angular nuclear y el campo magnético de un dipolo, ambos dados anteriormente, tenemos

$${\displaystyle {\hat {H}}_{II}={\dfrac {\mu _{0}\mu _{\text{N}}^{2}}{4\pi }}\sum _{\alpha \neq \alpha '}{\frac {g_{\alpha }g_{\alpha '}}{R_{\alpha \alpha '}^{3}}}\left\{\mathbf {I} _{\alpha }\cdot \mathbf {I} _{\alpha '}-3\left(\mathbf {I} _{\alpha }\cdot {\hat {\mathbf {R} }}_{\alpha \alpha '}\right)\left(\mathbf {I} _{\alpha '}\cdot {\hat {\mathbf {R} }}_{\alpha \alpha '}\right)\right\}.}$$

Rotación de 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 masiva 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 molécula pequeña.

Un ejemplo simple típico de la estructura hiperfina debido a las interacciones discutidas anteriormente son las transiciones rotacionales del cianuro de hidrógeno ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) en su estado vibratorio fundamental . Aquí, la interacción del cuadrupolo eléctrico se debe al núcleo de 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 de rotación de espín de hidrógeno debido al núcleo de ^{1 H.} Estas interacciones que contribuyen a la estructura hiperfina de la molécula se enumeran aquí en orden de influencia descendente. Se han utilizado técnicas subdoppler para discernir la estructura hiperfina en las transiciones rotacionales de HCN. ^[13]

Las reglas de selección de dipolos para las transiciones de estructuras hiperfinas de HCN son , donde J es el número cuántico rotacional y F es el número cuántico rotacional total, incluido 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 las transiciones dipolares superiores tienen la forma de un sexteto hiperfino. Sin embargo, uno de estos componentes ( ) lleva sólo el 0,6% de la intensidad de transición rotacional en el caso de . Esta contribución disminuye al aumentar J. Entonces, desde arriba el patrón hiperfino consta de tres componentes hiperfinos más fuertes muy estrechamente espaciados ( , ) junto con dos componentes ampliamente espaciados; uno en el lado de baja frecuencia y otro 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 J consecutivamente más altas , hay cambios pequeños pero significativos en las intensidades y posiciones relativas de cada componente hiperfino individual. ^[14] ${\displaystyle \Delta J=1}$ ${\displaystyle \Delta F=\{0,\pm 1\}}$ ${\displaystyle F=J+I_{\text{N}}}$ ${\displaystyle J=1\rightarrow 0}$ ${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$ ${\displaystyle \Delta F=-1}$ ${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$ ${\displaystyle J=2\rightarrow 1}$ ${\displaystyle \Delta J=1}$ ${\displaystyle \Delta F=1}$ ${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}J^{2}}$

Mediciones

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 generalmente no se encuentran en el ámbito óptico, sino en el rango de frecuencias de radio o microondas (también llamadas submilimétricas).

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

Carl Sagan y Frank Drake consideraron que la transición hiperfina del hidrógeno era un fenómeno suficientemente universal como para ser utilizado como unidad base de tiempo y longitud en la placa 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 resistencia 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 del HCN ^[14] ). De este modo es posible una determinación más precisa de la profundidad óptica. De esto podemos derivar los parámetros físicos del objeto. ^[15]

espectroscopia nuclear

En los métodos de espectroscopia nuclear , el núcleo se utiliza para sondear la estructura local de los materiales. Los métodos se basan principalmente en interacciones hiperfinas con los átomos e iones circundantes. Los métodos importantes son la resonancia magnética nuclear , la espectroscopia de 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 transiciones ópticas en uranio-235 y uranio-238 para fotoionizar selectivamente solo los átomos de uranio-235 y luego separar las partículas ionizadas de las no ionizadas. Como fuente de la radiación de longitud de onda exacta necesaria se utilizan láseres de colorantes sintonizados con precisión .

Uso para definir el segundo y el metro SI

La transición de estructura hiperfina se puede utilizar para crear un filtro de muesca de microondas con una estabilidad, repetibilidad y factor Q muy altos , que por lo tanto puede usarse 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 transiciones de estructura hiperfina, ahora se utilizan como base para la definición del segundo. Un segundo ahora se define como exactamente9 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 de1/299.792.458de un segundo . ^{[16] [17]}

Pruebas de precisión de la electrodinámica cuántica.

La división hiperfina en hidrógeno y muonio se ha utilizado para medir el valor de la constante de estructura fina α. La comparación con mediciones de α en otros sistemas físicos proporciona una prueba estricta de QED .

Qubit en computación cuántica con trampa de iones

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

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

Ver 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 . Prensa de la Universidad de Oxford. 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 . Prensa de la Universidad de Princeton. §26. ISBN 978-0-691-13018-7.
6. Soliverez, CE (10 de diciembre de 1980). "La interacción de contacto hiperfina: un problema mal definido". Revista de Física C: Física del Estado Sólido . 13 (34): L1017–L1019. doi :10.1088/0022-3719/13/34/002. ISSN  0022-3719.
7. Woodgate, Gordon K. (1983). Estructura atómica elemental. Prensa de la Universidad de Oxford, Estados Unidos. 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.
9. Y. Millot (19 de febrero de 2008). "Tensor de gradiente de campo eléctrico alrededor de núcleos cuadrupolares" . Consultado el 23 de julio de 2008 .
10. Frosch y Foley; Foley, H. (1952). "Estructura hiperfina magnética en diatómica". Revisión física . 88 (6): 1337-1349. Código bibliográfico : 1952PhRv...88.1337F. doi : 10.1103/PhysRev.88.1337.
11. Marrón, Juan; Alan Carrington (2003). Espectroscopia rotacional de moléculas diatómicas . Prensa de la Universidad de Cambridge. ISBN 978-0-521-53078-1.
12. Brown, John; Alan Carrington (2003). Espectroscopia rotacional de moléculas diatómicas. Prensa de la Universidad de Cambridge. 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 subdoppler 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 Bib : 2002ZNatA..57..669A. doi : 10.1515/zna-2002-0806 . S2CID  35586070.
14. Mullins, AM; Loughnane, RM; Redman, diputado; et al. (2016). "Transferencia radiativa de HCN: interpretación de observaciones de anomalías hiperfinas". Avisos mensuales de la Real Sociedad Astronómica . 459 (3): 2882–2993. arXiv : 1604.03059 . Código Bib : 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 Estándares 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 Estándares y Tecnología. Consultado el 23 de agosto de 2008.
18. En guerra, U.; Ospelkaus, C.; Colombe, Y.; Joerdens, R.; Leibfried, D.; Wineland, DJ (2013). "Direccionamiento de iones individuales con gradientes de campo de microondas". Cartas de revisión física . 110 (17): 173002 1–5. arXiv : 1210.6407 . Código Bib : 2013PhRvL.110q3002W. doi : 10.1103/PhysRevLett.110.173002. PMID  23679718. S2CID  27008582.

enlaces externos

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