Hyperfin struktur - Hyperfine structure

I atomfysik , hyperfinstruktur definieras av små förskjutningar i annars degenererade energinivåer och de resulterande spalt i dessa energinivåer av atomer , molekyler och joner , på grund av växelverkan mellan nucleus och elektronmoln.

I atomer uppstår hyperfin struktur från energin i det kärnmagnetiska dipolmomentet som interagerar med magnetfältet som genereras av elektronerna och energin i det kärnelektriska kvadrupolmomentet i den elektriska fältgradienten på grund av laddningsfördelningen i atomen. Molekylär hyperfin struktur domineras i allmänhet av dessa två effekter, men inkluderar också den energi som är associerad med interaktionen mellan de magnetiska moment som är associerade med olika magnetiska kärnor i en molekyl, liksom mellan de kärnmagnetiska momenten och det magnetfält som alstras genom rotation av molekylen.

Hyperfin struktur står i kontrast till fin struktur , vilket är resultatet av interaktionen mellan de magnetiska moment som är associerade med elektronsnurr och elektronernas orbitala vinkelmoment . Hyperfin struktur, med energiförskjutningar typiskt storleksordningar som är mindre än för en finstrukturförskjutning, härrör från kärnan (eller kärnor, i molekyler) med interna genererade elektriska och magnetiska fält.

Historia

Den optiska hyperfin strukturen observerades 1881 av Albert Abraham Michelson . Det kunde dock bara förklaras med kvantmekanik när Wolfgang Pauli föreslog existensen av ett litet kärnmagnetiskt moment 1924.

År 1935 föreslog H. Schüler och Theodor Schmidt förekomsten av ett nukleärt kvadrupolmoment för att förklara avvikelser i hyperfinstrukturen.

Teori

Teorin om hyperfin struktur kommer direkt från elektromagnetism , bestående av interaktionen mellan kärnmultipolmomenten (exklusive den elektriska monopolet) och internt genererade fält. Teorin härleds först för atomfallet, men kan tillämpas på varje kärna i en molekyl. Efter detta diskuteras de ytterligare effekter som är unika för molekylärfallet.

Atomisk hyperfin struktur

Magnetisk dipol

Den dominerande termen i hyperfin Hamiltonian är typiskt den magnetiska dipoltermen. Atomkärnor med en nukleär centrifugering som inte är noll har ett magnetiskt dipolmoment, givet av: ${\ displaystyle \ mathbf {I}}$

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

var är g- faktorn och är kärnmagneten . ${\ displaystyle g _ {\ text {I}}}$${\ displaystyle \ mu _ {\ text {N}}}$

Det finns en energi associerad med ett magnetiskt dipolmoment i närvaro av ett magnetfält. För ett kärnmagnetiskt dipolmoment, μ _I , placerat i ett magnetfält, B , ges den relevanta termen i Hamiltonian av:

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

I avsaknad av ett externt applicerat fält är magnetfältet som upplevs av kärnan det som är associerat med elektronernas orbital ( ℓ ) och spin ( s ) vinkelmoment:

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

Elektronorbitalvinkelmoment resulterar från elektronens rörelse kring någon fast extern punkt som vi ska ta för att vara kärnans plats. Magnetfältet vid kärnan på grund av rörelsen hos en enda elektron, med laddning - e vid en position r relativt kärnan, ges av:

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

där - r ger kärnans position i förhållande till elektronen. Skrivet i termer av Bohr-magnetonet ger detta:

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

Med tanke på att m _e v är elektronmomentet, p , och att r × p / ħ är det orbitala vinkelmomentet i enheter av ħ , ℓ , kan vi skriva:

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

För en mångelektronatom skrivs detta uttryck i allmänhet i termer av den totala vinkelmomentet, genom att summera över elektronerna och använda projiceringsoperatören, där . För stater med en väl definierad projektion av orbital rörelsemängdsmoment, L _z , kan vi skriva , vilket ger: ${\ 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}}}$

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

Elektronens spinnvinkelmoment är en fundamentalt annorlunda egenskap som är inneboende för partikeln och beror därför inte på elektronens rörelse. Ändå är det vinkelmoment och varje vinkelmoment associerat med en laddad partikel resulterar i ett magnetiskt dipolmoment, vilket är källan till ett magnetfält. En elektron med rotationsvinkelmoment, s , har ett magnetiskt moment, μ _s , givet av:

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

där g _s är elektronsnurr g -faktor och det negativa tecknet beror på att elektronen är negativt laddad (tänk på att negativt och positivt laddade partiklar med identisk massa, som färdas på ekvivalenta banor, skulle ha samma vinkelmoment men skulle resultera i strömmar åt motsatt håll).

Magnetfältet för ett dipolmoment, μ _s , ges av:

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

Det fullständiga magnetiska dipolbidraget till hyperfin Hamiltonian ges således av:

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

Den första termen ger energin från kärndipolen i fältet på grund av den elektroniska banvinkelmomentet. Den andra termen ger energin från den "begränsade avståndet" -interaktionen mellan kärndipolen och fältet på grund av elektronsnurrmagnetiska moment. Den sista termen, ofta känd som Fermi-kontaktterm, hänför sig till den direkta interaktionen mellan kärndipolen och spindipolerna och är endast icke-noll för tillstånd med en ändlig elektron-centrifugdensitet vid kärnans position (de med oparade elektroner i s- subshells). Det har hävdats att man kan få ett annat uttryck när man tar hänsyn till den detaljerade kärnmagnetiska momentfördelningen.

För stater med detta kan uttryckas i form ${\ displaystyle \ ell \ neq 0}$

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

var:

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

Om hyperfinstruktur är liten jämfört med den fina strukturen (ibland kallad IJ hona i analogi med LS hona ), I och J är goda kvantnummer och matriselement i kan approximeras som diagonal i I och J . I det här fallet (vanligtvis sant för ljuselement) kan vi projicera N på J (där J = L + S är den totala elektroniska vinkelmomentet) och vi har: ${\ displaystyle \ scriptstyle {{\ hat {H}} _ {\ text {D}}}}$

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

Detta skrivs ofta som

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

med att vara den hyperfina strukturkonstanten som bestäms genom experiment. Eftersom I · J = ½ { F · F - I · I - J · J } (där F = I + J är det totala vinkelmomentet) ger detta en energi av: ${\ textstyle \ left \ langle {\ hat {A}} \ right \ rangle}$

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

I det här fallet uppfyller hyperfine-interaktionen Landé-intervallregeln .

Elektrisk fyrhål

Atomkärnor med centrifugering har ett elektriskt kvadrupolmoment . I det allmänna fallet detta representeras av en rang -2 tensor , , med komponenter som ges av: ${\ displaystyle \ scriptstyle {I \ geq 1}}$${\ displaystyle \ scriptstyle {\ understrykning {\ understrykning {Q}}}}$

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

där i och j är de tensor indexen som löper från 1 till 3, x _i och x _j är de spatiala variablerna x , y och z , beroende på värdena på i och j respektive, δ _ij är kroneckerdelta och ρ ( r ) är laddningstätheten. Att vara en tredimensionell rank-2-tensor, har fyrstegsmomentet 3 ² = 9 komponenter. Från definitionen av komponenterna är det tydligt att kvadrupoltensorn är en symmetrisk matris ( Q _ij = Q _ji ) som också är spårlös (Σ _i Q _ii = 0), vilket ger endast fem komponenter i den irreducerbara representationen . Uttryckt med noteringen av irreducerbara sfäriska tensorer har vi:

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

Den energi som förknippas med en elektrisk kvadrupol ögonblick i ett elektriskt fält beror inte på fältstyrkan, men på den elektriska fältgradienten, förvillande märkt , annan rank-2 tensor ges av yttre produkten av del operatören med den elektriska fältvektorn: ${\ textstyle {\ understrykning {\ understrykning {q}}}}$

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

med komponenter från:

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

Återigen är det tydligt att detta är en symmetrisk matris och eftersom källan till det elektriska fältet vid kärnan är en laddningsfördelning helt utanför kärnan, kan detta uttryckas som en 5-komponent sfärisk tensor , med: ${\ displaystyle \ scriptstyle {T ^ {2} (q)}}$

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

var:

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

Den kvadrupolära termen i Hamiltonian ges således av:

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

En typisk atomkärna närmar sig cylindrisk symmetri och därför är alla diagonala element nära noll. Av denna anledning kärnkrafts elektriska kvadrupol ögonblick ofta representeras av Q _zz .

Molekylär hyperfin struktur

Den molekylära hyperfinen Hamiltonian inkluderar de termer som redan härleds för atomfallet med en magnetisk dipolterm för varje kärna med och en elektrisk kvadrupolterm för varje kärna med . De magnetiska dipoltermerna härleddes först för diatomiska molekyler av Frosch och Foley, och de resulterande hyperfinparametrarna kallas ofta Frosch- och Foley-parametrarna. ${\ displaystyle I> 0}$${\ displaystyle I \ geq 1}$

Förutom de effekter som beskrivs ovan finns det ett antal effekter som är specifika för molekylärfallet.

Direkt kärnkraftsspinn – snurr

Varje kärna med har ett magnetiskt moment utan noll som både är källan till ett magnetfält och har en associerad energi på grund av närvaron av det kombinerade fältet för alla andra kärnmagnetiska moment. En summering över varje magnetiskt moment prickade med fältet på grund av varje annan magnetiskt moment ger direkta kärn spin-spin term i hyperfinnivåerna Hamiltonian, . ${\ displaystyle I> 0}$${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {II}}$

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

där α och α ' är index som representerar kärnan som bidrar till energin respektive kärnan som är källan till fältet. Att ersätta dipolmomentet i uttrycken i termer av kärnvinkelmomentet och magnetfältet för en dipol, båda angivna ovan, har vi

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

Spinn – rotation

De kärnmagnetiska momenten i en molekyl existerar i ett magnetfält på grund av vinkelmomentet, T ( R är internkärnförskjutningsvektorn), associerad med molekylens bulkrotation, så

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

Liten molekyl hyperfin struktur

Ett typiskt enkelt exempel på hyperfinstruktur grund av de interaktioner som diskuterats ovan är i rotationsövergångar av vätecyanid ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) i sitt grundvibrationstillstånd . Här beror den elektriska kvadrupolinteraktionen på ¹⁴ N-kärnan, den hyperfina nukleära spin-spin-uppdelningen kommer från den magnetiska kopplingen mellan kväve, ¹⁴ N ( I _N = 1) och väte, ¹ H ( I _H = 1 ⁄ 2 ) och en vätesnurr-rotationsinteraktion på grund av ¹ H-kärnan. Dessa bidragande interaktioner till hyperfin strukturen i molekylen listas här i fallande ordning på inflytande. Sub-doppler-tekniker har använts för att urskilja hyperfin-strukturen vid HCN-rotationsövergångar.

De dipol urvalsregler för HCN hyperfinstruktur övergångar är , där J är rotationskvanttalet och F är den totala rotationskvanttalet inklusive kärnspinn ( ), respektive. Den lägsta övergången ( ) delas upp i en hyperfin triplett. Med hjälp av urvalsreglerna är det hyperfina övergångsmönstret och de högre dipolövergångarna i form av en hyperfin sextett. En av dessa komponenter ( ) bär dock endast 0,6% av rotationsövergångsintensiteten när det gäller . Detta bidrag sjunker för att öka J. Så, uppifrån består hyperfinmönstret av tre mycket nära varandra starkare hyperfinkomponenter ( , ) tillsammans med två komponenter med brett mellanrum; en på lågfrekvenssidan och en på högfrekvenssidan i förhållande till den centrala hyperfin-tripletten. Var och en av dessa avvikare bär ~ ( J är det övre rotationskvantantalet för den tillåtna dipolövergången) intensiteten för hela övergången. För successiva högre J- övergångar finns det små men signifikanta förändringar i de relativa intensiteterna och positionerna för varje enskild hyperfin komponent. ${\ 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}}$

Mätningar

Hyperfina interaktioner kan mätas bland annat i atom- och molekylspektra och i elektronparamagnetiska resonansspektrum för fria radikaler och övergångsmetalljoner .

Applikationer

Astrofysik

Eftersom den hyperfina uppdelningen är mycket liten ligger övergångsfrekvenserna vanligtvis inte i det optiska utan ligger inom intervallet radio- eller mikrovågsfrekvenser (även kallade sub-millimeter).

Hyperfin struktur ger linjen 21 cm observerad i HI-regioner i interstellärt medium .

Carl Sagan och Frank Drake ansåg att den hyperfina övergången av väte var ett tillräckligt universellt fenomen för att kunna användas som en basenhet för tid och längd på Pioneer-placket och senare Voyager Golden Record .

I submillimeter-astronomi används heterodynmottagare i stor utsträckning för att detektera elektromagnetiska signaler från himmelska föremål såsom stjärnbildande kärna eller unga stjärnföremål . Separationerna mellan angränsande komponenter i ett hyperfint spektrum av en observerad rotationsövergång är vanligtvis tillräckligt små för att passa in i mottagarens IF- band. Eftersom det optiska djupet varierar med frekvensen, skiljer sig styrka mellan hyperfinkomponenterna från deras inneboende (eller optiskt tunna ) intensiteter (dessa är så kallade hyperfina anomalier , ofta observerade i rotationsövergångarna av HCN). Således är en mer exakt bestämning av det optiska djupet möjlig. Från detta kan vi härleda objektets fysiska parametrar.

Kärnspektroskopi

I kärnspektroskopimetoder används kärnan för att sonda den lokala strukturen i material. Metoderna baseras huvudsakligen på hyperfina interaktioner med de omgivande atomerna och jonerna. Viktiga metoder är kärnmagnetisk resonans , Mössbauer-spektroskopi och störd vinkelkorrelation .

Kärnteknik

Den atomär ånga laserisotopseparation (AVLIS) process använder den hyperfina delning mellan optiska övergångar i uran-235 och uran-238 till selektivt fotojoniserade endast de uran-235-atomer och sedan separera de joniserade partiklarna från de icke-joniserade sådana. Precis avstämda färglasrar används som källor till den nödvändiga exakta våglängdsstrålningen.

Används för att definiera SI-sekunden och mätaren

Den hyperfinstruktur övergång kan användas för att göra en mikrovågsugn notchfilter med mycket hög stabilitet, repeterbarhet och Q-faktor , som sålunda kan användas som grund för mycket exakta atomklockor . Termen frekvensövergången betecknar frekvensen av strålning som motsvarar övergången mellan de två hyperfinnivåerna i atom och är lika med f = Δ E / h , där Δ E är skillnaden i energi mellan nivåerna och h är Plancks konstant . Vanligtvis används övergångsfrekvensen för en viss isotop av cesium- eller rubidiumatomer som bas för dessa klockor.

På grund av noggrannheten i hyperfin strukturövergångsbaserade atomur används de nu som grund för definitionen av den andra. En sekund är nu definierad som exakt 9 192 631 770 cykler av hyperfinstruktur övergångsfrekvens av cesium-133 atomer.

Den 21 oktober 1983 definierade den 17 : e CGPM mätaren som längden på vägen med ljus i vakuum under ett tidsintervall på 1 / 299,792,458 en sekund .

Precisionstester av kvantelektrodynamik

Den hyperfina delningen i väte och i muonium har använts för att mäta värdet på den fina strukturkonstanten α. Jämförelse med mätningar av α i andra fysiska system ger ett strikt test av QED .

Qubit i kvantberäkning med jonfälla

De hyperfina tillstånden för en fångad jon används vanligtvis för att lagra qubits i jonfälla kvantberäkning . De har fördelen att de har mycket lång livstid, experimentellt överstiger ~ 10 minuter (jämfört med ~ 1   s för metastabila elektroniska nivåer).

Frekvensen associerad med tillståndens energiseparation är i mikrovågsregionen , vilket gör det möjligt att köra hyperfina övergångar med mikrovågsstrålning. För närvarande är emellertid ingen emitter tillgänglig som kan fokuseras för att adressera en viss jon från en sekvens. Istället kan ett par laserpulser användas för att driva övergången genom att ha deras frekvensskillnad ( avstämning ) lika med den önskade övergångens frekvens. Detta är i huvudsak en stimulerad Raman-övergång . Dessutom har gradientgradienter utnyttjats för att individuellt adressera två joner åtskilda av cirka 4,3 mikrometer direkt med mikrovågsstrålning.

Se även

• Dynamisk kärnpolarisering
• Elektronparamagnetisk resonans

Referenser

externa länkar

• Sökning av kärnmagnetiska och elektriska ögonblick - Kärnstruktur och sönderfallsdata vid IAEA