Estrutura hiperfina - Hyperfine structure

Na física atômica , a estrutura hiperfina é definida por pequenas mudanças nos níveis de energia degenerados e as divisões resultantes nesses níveis de energia de átomos , moléculas e íons , devido à interação entre o núcleo e as nuvens de elétrons.

Nos átomos, a estrutura hiperfina surge da energia do momento dipolo magnético nuclear interagindo com o campo magnético gerado pelos elétrons e da energia do momento quadrupolo elétrico nuclear no gradiente do campo elétrico devido à distribuição de carga dentro do átomo. A estrutura hiperfina molecular é geralmente dominada por esses dois efeitos, mas também inclui a energia associada à interação entre os momentos magnéticos associados a diferentes núcleos magnéticos em uma molécula, bem como entre os momentos magnéticos nucleares e o campo magnético gerado pela rotação de a molécula.

A estrutura hiperfina contrasta com a estrutura fina , que resulta da interação entre os momentos magnéticos associados ao spin do elétron e o momento angular orbital dos elétrons . Estrutura hiperfina, com mudanças de energia tipicamente ordens de magnitudes menores do que as de uma mudança de estrutura fina, resulta das interações do núcleo (ou núcleos, em moléculas) com campos elétricos e magnéticos gerados internamente.

História

A estrutura óptica hiperfina foi observada em 1881 por Albert Abraham Michelson . No entanto, isso só poderia ser explicado em termos de mecânica quântica quando Wolfgang Pauli propôs a existência de um pequeno momento magnético nuclear em 1924.

Em 1935, H. Schüler e Theodor Schmidt propuseram a existência de um momento quadrupolo nuclear para explicar anomalias na estrutura hiperfina.

Teoria

A teoria da estrutura hiperfina vem diretamente do eletromagnetismo , consistindo na interação dos momentos multipolares nucleares (excluindo o monopolo elétrico) com campos gerados internamente. A teoria é derivada primeiro para o caso atômico, mas pode ser aplicada a cada núcleo de uma molécula. Em seguida, há uma discussão sobre os efeitos adicionais exclusivos do caso molecular.

Estrutura hiperfina atômica

Dipolo magnético

O termo dominante no hamiltoniano hiperfino é tipicamente o termo dipolo magnético. Os núcleos atômicos com spin nuclear diferente de zero têm um momento de dipolo magnético, dado por: ${\ displaystyle \ mathbf {I}}$

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

onde é o fator g e é o magneto nuclear . ${\ displaystyle g _ {\ text {I}}}$${\ displaystyle \ mu _ {\ text {N}}}$

Existe uma energia associada a um momento de dipolo magnético na presença de um campo magnético. Para um momento de dipolo magnético nuclear, μ _I , colocado em um campo magnético, B , o termo relevante no hamiltoniano é dado por:

${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {\ text {D}} = - {\ boldsymbol {\ mu}} _ {\ text {I}} \ cdot \ mathbf {B}.}$

Na ausência de um campo aplicado externamente, o campo magnético experimentado pelo núcleo é aquele associado ao momento angular orbital ( ℓ ) e spin ( s ) dos elétrons:

${\ displaystyle \ mathbf {B} \ equiv \ mathbf {B} _ {\ text {el}} = \ mathbf {B} _ {\ text {el}} ^ {\ ell} + \ mathbf {B} _ { \ text {el}} ^ {s}.}$

O momento angular orbital do elétron resulta do movimento do elétron em torno de algum ponto externo fixo que consideraremos ser a localização do núcleo. O campo magnético no núcleo devido ao movimento de um único elétron, com carga - e em uma posição r em relação ao núcleo, é dado por:

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

onde - r dá a posição do núcleo em relação ao elétron. Escrito em termos do magneto Bohr , isso dá:

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

Reconhecendo que m _e v é o momento do elétron, p , e que r × p / ħ é o momento angular orbital em unidades de ħ , ℓ , podemos escrever:

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

Para um átomo de muitos elétrons, essa expressão é geralmente escrita em termos do momento angular orbital total,, somando os elétrons e usando o operador de projeção,, onde . Para estados com uma projeção bem definida do momento angular orbital, L _z , podemos escrever , dando: ${\ displaystyle \ scriptstyle {\ mathbf {L}}}$${\ displaystyle \ scriptstyle {\ varphi _ {i} ^ {\ ell}}}$${\ textstyle \ sum _ {i} \ mathbf {\ ell} _ {i} = \ sum _ {i} \ varphi _ {i} ^ {\ ell} \ mathbf {L}}$${\ displaystyle \ scriptstyle {\ varphi _ {i} ^ {l} = {\ hat {l}} _ {z_ {i}} / L_ {z}}}$

${\ displaystyle \ mathbf {B} _ {\ text {el}} ^ {\ ell} = - 2 \ mu _ {\ text {B}} {\ frac {\ mu _ {0}} {4 \ pi} } {\ frac {1} {L_ {z}}} \ sum _ {i} {\ frac {{\ hat {\ ell}} _ {zi}} {r_ {i} ^ {3}}} \ mathbf {EU} .}$

O momento angular de spin do elétron é uma propriedade fundamentalmente diferente que é intrínseca à partícula e, portanto, não depende do movimento do elétron. No entanto, é o momento angular e qualquer momento angular associado a uma partícula carregada resulta em um momento de dipolo magnético, que é a fonte de um campo magnético. Um elétron com momento angular de spin, s , tem um momento magnético, μ _s , dado por:

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

onde g _s é o fator- g de spin do elétron e o sinal negativo é porque o elétron está carregado negativamente (considere que partículas carregadas negativamente e positivamente com massa idêntica, viajando em caminhos equivalentes, teriam o mesmo momento angular, mas resultariam em correntes na direcção oposta).

O campo magnético de um momento de dipolo, μ _s , é dado por:

${\ displaystyle \ mathbf {B} _ {\ text {el}} ^ {s} = {\ frac {\ mu _ {0}} {4 \ pi r ^ {3}}} \ left (3 \ left ( {\ boldsymbol {\ mu}} _ {\ text {s}} \ cdot {\ hat {\ mathbf {r}}} \ right) {\ hat {\ mathbf {r}}} - {\ boldsymbol {\ mu }} _ {\ text {s}} \ right) + {\ dfrac {2 \ mu _ {0}} {3}} {\ boldsymbol {\ mu}} _ {\ text {s}} \ delta ^ { 3} (\ mathbf {r}).}$

A contribuição completa do dipolo magnético para o hamiltoniano hiperfino é, portanto, dada por:

${\ displaystyle {\ begin {align} {\ hat {H}} _ {D} = {} & 2g _ {\ text {I}} \ mu _ {\ text {N}} \ mu _ {\ text {B} } {\ dfrac {\ mu _ {0}} {4 \ pi}} {\ dfrac {1} {L_ {z}}} \ sum _ {i} {\ dfrac {{\ hat {l}} _ { zi}} {r_ {i} ^ {3}}} \ mathbf {I} \ cdot \ mathbf {L} \\ & {} + g _ {\ text {I}} \ mu _ {\ text {N}} g _ {\ text {s}} \ mu _ {\ text {B}} {\ frac {\ mu _ {0}} {4 \ pi}} {\ frac {1} {S_ {z}}} \ sum _ {i} {\ frac {{\ hat {s}} _ {zi}} {r_ {i} ^ {3}}} \ left \ {3 \ left (\ mathbf {I} \ cdot {\ hat { \ mathbf {r}}} \ right) \ left (\ mathbf {S} \ cdot {\ hat {\ mathbf {r}}} \ right) - \ mathbf {I} \ cdot \ mathbf {S} \ right \ } \\ & {} + {\ frac {2} {3}} g _ {\ text {I}} \ mu _ {\ text {N}} g _ {\ text {s}} \ mu _ {\ text { B}} \ mu _ {0} {\ frac {1} {S_ {z}}} \ sum _ {i} {\ hat {s}} _ {zi} \ delta ^ {3} \ left (\ mathbf {r} _ {i} \ right) \ mathbf {I} \ cdot \ mathbf {S}. \ end {alinhado}}}$

O primeiro termo fornece a energia do dipolo nuclear no campo devido ao momento angular orbital eletrônico. O segundo termo fornece a energia da interação de "distância finita" do dipolo nuclear com o campo devido aos momentos magnéticos de spin do elétron. O termo final, muitas vezes conhecido como o termo de contato de Fermi se relaciona à interação direta do dipolo nuclear com os dipolos de spin e só é diferente de zero para estados com uma densidade de spin de elétrons finita na posição do núcleo (aqueles com elétrons desemparelhados em s -subshells). Tem sido argumentado que pode-se obter uma expressão diferente quando se leva em consideração a distribuição detalhada do momento magnético nuclear.

Para estados com isso pode ser expresso na forma ${\ displaystyle \ ell \ neq 0}$

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

Onde:

${\ displaystyle \ mathbf {N} = \ mathbf {\ ell} - {\ frac {g_ {s}} {2}} \ left [\ mathbf {s} -3 (\ mathbf {s} \ cdot {\ hat {\ mathbf {r}}}) {\ hat {\ mathbf {r}}} \ right].}$

Se a estrutura hiperfina é pequena em comparação com a estrutura fina (por vezes chamado IJ -coupling por analogia com LS -coupling ), I e J são bons números quânticos e os elementos da matriz de pode ser aproximada como na diagonal em I e J . Neste caso (geralmente verdadeiro para elementos leves), podemos projetar N em J (onde J = L + S é o momento angular eletrônico total) e temos: ${\ displaystyle \ scriptstyle {{\ hat {H}} _ {\ text {D}}}}$

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

Isso é comumente escrito como

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

com sendo a constante hiperfina-estrutura que é determinada pela experiência. Uma vez que I · J = ½ { F · F - I · I - J · J } (onde F = I + J é o momento angular total), isso dá uma energia de: ${\ textstyle \ left \ langle {\ hat {A}} \ right \ rangle}$

${\ displaystyle \ Delta E _ {\ text {D}} = {\ frac {1} {2}} \ left \ langle {\ hat {A}} \ right \ rangle [F (F + 1) -I (I +1) -J (J + 1)].}$

Nesse caso, a interação hiperfina satisfaz a regra do intervalo de Landé .

Quadrupolo elétrico

Os núcleos atômicos com spin têm um momento quadrupolo elétrico . No caso geral, este é representado por um posto -2 tensor , , com componentes dadas por: ${\ displaystyle \ scriptstyle {I \ geq 1}}$${\ displaystyle \ scriptstyle {\ underline {\ underline {Q}}}}$

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

onde i e j são os índices tensores que variam de 1 a 3, x _i e x _j são as variáveis ​​espaciais x , y e z dependendo dos valores de i e j respectivamente, δ _ij é o delta de Kronecker e ρ ( r ) é a densidade de carga. Sendo um tensor tridimensional de nível 2, o momento quadrupolo tem 3 ² = 9 componentes. A partir da definição dos componentes fica claro que o tensor quadrupolo é uma matriz simétrica ( Q _ij = Q _ji ) que também é sem rastros (Σ _i Q _ii = 0), dando apenas cinco componentes na representação irredutível . Expresso usando a notação de tensores esféricos irredutíveis , temos:

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

A energia associada com um momento de quadrupolo eléctrico num campo eléctrico não depende da intensidade de campo, mas no gradiente de campo eléctrico, confusa marcado , um outro tensor de rank-2 dado pelo produto externo do operador del com o vector do campo eléctrico: ${\ textstyle {\ underline {\ underline {q}}}}$

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

com componentes fornecidos por:

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

Novamente, está claro que esta é uma matriz simétrica e, como a fonte do campo elétrico no núcleo é uma distribuição de carga inteiramente fora do núcleo, isso pode ser expresso como um tensor esférico de 5 componentes , com: ${\ displaystyle \ scriptstyle {T ^ {2} (q)}}$

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

Onde:

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

O termo quadrupolar no hamiltoniano é, portanto, dado por:

${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {Q} = - eT ^ {2} (Q) \ cdot T ^ {2} (q) = - e \ sum _ {m} (- 1) ^ {m } T_ {m} ^ {2} (Q) T _ {- m} ^ {2} (q).}$

Um núcleo atômico típico se aproxima muito da simetria cilíndrica e, portanto, todos os elementos fora da diagonal são próximos de zero. Por esta razão, o momento quadrupolo elétrico nuclear é freqüentemente representado por Q _zz .

Estrutura molecular hiperfina

O hamiltoniano hiperfino molecular inclui aqueles termos já derivados para o caso atômico com um termo dipolo magnético para cada núcleo com e um termo quadrupolo elétrico para cada núcleo com . Os termos de dipolo magnético foram derivados pela primeira vez para moléculas diatômicas por Frosch e Foley, e os parâmetros hiperfinos resultantes são freqüentemente chamados de parâmetros de Frosch e Foley. ${\ displaystyle I> 0}$${\ displaystyle I \ geq 1}$

Além dos efeitos descritos acima, há uma série de efeitos específicos para o caso molecular.

Spin-spin nuclear direto

Cada núcleo com tem um momento magnético diferente de zero que é a fonte de um campo magnético e tem uma energia associada devido à presença do campo combinado de todos os outros momentos magnéticos nucleares. Um somatório sobre cada momento magnético pontilhado com o campo devido a cada outro momento magnético dá o termo spin-spin nuclear direto no hamiltoniano hiperfino ,. ${\ displaystyle I> 0}$${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {II}}$

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

onde α e α ' são índices que representam o núcleo que contribui para a energia e o núcleo que é a fonte do campo, respectivamente. Substituindo nas expressões o momento de dipolo em termos do momento angular nuclear e do campo magnético de um dipolo, ambos dados acima, temos

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

Spin-rotação nuclear

Os momentos magnéticos nucleares em uma molécula existem em um campo magnético devido ao momento angular, T ( R é o vetor de deslocamento internuclear), associado à rotação em massa da molécula, portanto

${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {\ text {IR}} = {\ frac {e \ mu _ {0} \ mu _ {\ text {N}} \ hbar} {4 \ pi}} \ soma _ {\ alpha \ neq \ alpha ^ {\ prime}} {\ frac {1} {R _ {\ alpha \ alpha ^ {\ prime}} ^ {3}}} \ left \ {{\ frac {Z_ { \ alpha} g _ {\ alpha ^ {\ prime}}} {M _ {\ alpha}}} \ mathbf {I} _ {\ alpha ^ {\ prime}} + {\ frac {Z _ {\ alpha ^ {\ prime }} g _ {\ alpha}} {M _ {\ alpha ^ {\ prime}}}} \ mathbf {I} _ {\ alpha} \ right \} \ cdot \ mathbf {T}.}$

Estrutura hiperfina de molécula pequena

Um exemplo simples típico da estrutura hiperfina devido às interações discutidas acima está nas transições rotacionais do cianeto de hidrogênio ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) em seu estado vibracional básico . Aqui, a interação quadrupolar elétrica é devida ao núcleo ¹⁴ N, a divisão spin-spin nuclear hiperfina é do acoplamento magnético entre nitrogênio, ¹⁴ N ( I _N = 1) e hidrogênio, ¹ H ( I _H = 1 ⁄ 2 ), e uma interação rotação-spin de hidrogênio devido ao núcleo ¹ H. Essas interações que contribuem para a estrutura hiperfina na molécula são listadas aqui em ordem decrescente de influência. Técnicas sub-doppler têm sido usadas para discernir a estrutura hiperfina nas transições rotacionais HCN.

Os dipolo regras de selecção para transições estrutura HCN hiperfina são , , em que J é o número quântico de rotação e F é o total de inclusiva número quântico de spin nuclear de rotação ( ), respectivamente. A transição mais baixa ( ) se divide em um tripleto hiperfino. Usando as regras de seleção, o padrão hiperfino de transição e transições dipolo superiores está na forma de um sexteto hiperfino. No entanto, um desses componentes ( ) carrega apenas 0,6% da intensidade de transição rotacional no caso de . Essa contribuição cai para o aumento de J. Assim, de cima para baixo, o padrão hiperfino consiste em três componentes hiperfinos mais fortes e muito próximos ( , ) junto com dois componentes amplamente espaçados; um no lado da baixa frequência e um no lado da alta frequência em relação ao tripleto hiperfino central. Cada um desses outliers carrega ~ ( J é o número quântico rotacional superior da transição dipolo permitida) a intensidade de toda a transição. Para transições de J consecutivamente mais altas , há mudanças pequenas, mas significativas, nas intensidades e posições relativas de cada componente hiperfino individual. ${\ 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

As interações hiperfinas podem ser medidas, entre outras maneiras, em espectros atômicos e moleculares e em espectros de ressonância paramagnética de elétrons de radicais livres e íons de metais de transição .

Formulários

Astrofísica

Como a divisão hiperfina é muito pequena, as frequências de transição geralmente não estão localizadas no óptico, mas estão na faixa de frequências de rádio ou microondas (também chamadas submilimétricas).

A estrutura hiperfina fornece a linha de 21 cm observada nas regiões HI no meio interestelar .

Carl Sagan e Frank Drake consideraram a transição hiperfina do hidrogênio um fenômeno suficientemente universal para ser usado como uma unidade base de tempo e comprimento na placa Pioneer e posteriormente no Voyager Golden Record .

Na astronomia submilimétrica , os receptores heteródinos são amplamente usados ​​na detecção de sinais eletromagnéticos de objetos celestes, como núcleos formadores de estrelas ou objetos estelares jovens . As separações entre componentes vizinhos em um espectro hiperfino de uma transição rotacional observada são geralmente pequenas o suficiente para caber na banda IF do receptor . Uma vez que a profundidade óptica varia com a frequência, as razões de força entre os componentes hiperfinos diferem de suas intensidades intrínsecas (ou opticamente finas ) (essas são as chamadas anomalias hiperfinas , frequentemente observadas nas transições rotacionais de HCN). Assim, uma determinação mais precisa da profundidade óptica é possível. A partir disso, podemos derivar os parâmetros físicos do objeto.

Espectroscopia nuclear

Nos métodos de espectroscopia nuclear , o núcleo é usado para sondar a estrutura local dos materiais. Os métodos baseiam-se principalmente em interações hiperfinas com os átomos e íons circundantes. Métodos importantes são ressonância magnética nuclear , espectroscopia Mössbauer e correlação angular perturbada .

Tecnologia nuclear

O atómica laser de vapor de separação isotópica processo (AVLIS) utiliza a separação hiperfina entre transições ópticas em urânio-235 e urânio-238 para selectivamente foto-ionizar apenas os átomos de urânio-235 e, em seguida, separar as partículas ionizadas dos não-ionizada. Lasers de corante precisamente ajustados são usados ​​como fontes de radiação do comprimento de onda exato necessário.

Use na definição do segundo e medidor SI

A transição de estrutura hiperfina pode ser usada para fazer um filtro de entalhe de micro - ondas com altíssima estabilidade, repetibilidade e fator Q , que pode, portanto, ser usado como base para relógios atômicos muito precisos . O termo frequência de transição denota a frequência de radiação correspondente à transição entre os dois níveis hiperfinos do átomo, e é igual af = Δ E / h , onde Δ E é a diferença de energia entre os níveis e h é a constante de Planck . Normalmente, a frequência de transição de um determinado isótopo de átomos de césio ou rubídio é usada como base para esses relógios.

Devido à precisão dos relógios atômicos baseados em transição de estrutura hiperfina, eles agora são usados ​​como base para a definição do segundo. Um segundo agora está definido para ser exatamente 9 192 631 770 ciclos da frequência de transição de estrutura hiperfina de átomos de césio-133.

Em 21 de outubro de 1983, a 17ª CGPM definiu o metro como o comprimento do caminho percorrido pela luz no vácuo durante um intervalo de tempo de 1 / 299.792.458 de um segundo .

Testes de precisão de eletrodinâmica quântica

A divisão hiperfina no hidrogênio e no muônio tem sido usada para medir o valor da constante de estrutura fina α. A comparação com medições de α em outros sistemas físicos fornece um teste rigoroso de QED .

Qubit em computação quântica de armadilha de íons

Os estados hiperfinos de um íon aprisionado são comumente usados ​​para armazenar qubits na computação quântica de armadilha de íons . Eles têm a vantagem de ter uma vida útil muito longa, excedendo experimentalmente ~ 10 minutos (em comparação com ~ 1   s para níveis eletrônicos metaestáveis).

A frequência associada à separação de energia dos estados está na região de micro - ondas , tornando possível conduzir transições hiperfinas usando radiação de micro-ondas. No entanto, no momento, nenhum emissor está disponível que possa ser focado para abordar um íon particular de uma sequência. Em vez disso, um par de pulsos de laser pode ser usado para conduzir a transição, tendo sua diferença de frequência ( desafinação ) igual à frequência de transição necessária. Esta é essencialmente uma transição Raman estimulada . Além disso, gradientes de campo próximo foram explorados para tratar individualmente dois íons separados por aproximadamente 4,3 micrômetros diretamente com radiação de microondas.

Veja também

• Polarização nuclear dinâmica
• Ressonância paramagnética de elétrons

Referências

links externos

• Pesquisa de Momentos Elétricos e Magnéticos Nucleares - Estrutura Nuclear e Dados de Decaimento na IAEA