Struktura nadsubtelna - Hyperfine structure

W fizyce atomowej , struktura nadsubtelnego określony jest przez niewielkie przesunięcie w przeciwnym razie zdegenerowanych poziomy energii i wynikające z odłamkami w tych poziomach energii z atomami , cząsteczkami i jonami , w wyniku interakcji pomiędzy jądrem a chmurami elektronowymi.

W atomach struktura nadsubtelna powstaje z energii jądrowego momentu dipolowego magnetycznego oddziałującego z polem magnetycznym wytwarzanym przez elektrony oraz energii jądrowego elektrycznego momentu kwadrupolowego w gradiencie pola elektrycznego w wyniku rozkładu ładunku w atomie. Struktura molekularna nadsubtelna jest generalnie zdominowana przez te dwa efekty, ale obejmuje również energię związaną z interakcją między momentami magnetycznymi związanymi z różnymi jądrami magnetycznymi w cząsteczce, a także między jądrowymi momentami magnetycznymi a polem magnetycznym wytwarzanym przez rotację cząsteczkę.

Struktura nadsubtelna kontrastuje z drobną strukturą , która jest wynikiem interakcji pomiędzy momentami magnetycznymi związanymi ze spinem elektronu a orbitalnym momentem pędu elektronów . Struktura nadsubtelna, z przesunięciami energii zwykle o rzędy wielkości mniejszymi niż przesunięcie struktury drobnej, wynika z interakcji jądra (lub jąder w cząsteczkach) z wewnętrznie generowanymi polami elektrycznymi i magnetycznymi.

Historia

Optyczną strukturę nadsubtelną zaobserwował w 1881 roku Albert Abraham Michelson . Można to było jednak wyjaśnić w kategoriach mechaniki kwantowej tylko wtedy, gdy Wolfgang Pauli zaproponował istnienie małego jądrowego momentu magnetycznego w 1924 roku.

W 1935 roku H. Schüler i Theodor Schmidt zaproponowali istnienie jądrowego momentu kwadrupolowego w celu wyjaśnienia anomalii w strukturze nadsubtelnej.

Teoria

Teoria struktury nadsubtelnej wywodzi się bezpośrednio z elektromagnetyzmu , polegającego na oddziaływaniu jądrowych momentów wielobiegunowych (z wyłączeniem monopolu elektrycznego) z polami generowanymi wewnętrznie. Teoria ta została wyprowadzona najpierw dla przypadku atomu, ale można ją zastosować do każdego jądra w cząsteczce. Następnie omówiono dodatkowe efekty unikalne dla przypadku molekularnego.

Atomowa struktura nadsubtelna

Dipol magnetyczny

Dominującym terminem w hamiltonianie nadsubtelnym jest zazwyczaj termin dipol magnetyczny. Jądra atomowe o niezerowym spinie jądrowym mają magnetyczny moment dipolowy, określony wzorem: ${\ displaystyle \ mathbf {I}}$

${\ Displaystyle {\ boldsymbol {\ mu}} _ {\ tekst {I}} = g _ {\ tekst {ja}} \ mu _ {\ tekst {N}} \ mathbf {I},}$

gdzie jest współczynnik g i jest magnetonem jądrowym . ${\ displaystyle g _ {\ text {I}}}$${\ displaystyle \ mu _ {\ text {N}}}$

Istnieje energia związana z magnetycznym momentem dipolowym w obecności pola magnetycznego. Dla jądrowego momentu dipolowego magnetycznego μ _I , umieszczonego w polu magnetycznym B , odpowiedni termin w hamiltonianie wyraża się wzorem:

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

W przypadku braku zewnętrznie przyłożonego pola, pole magnetyczne doświadczane przez jądro jest związane z orbitalnym ( ℓ ) i spinem ( s ) momentem kątowym elektronów:

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

Moment pędu na orbicie elektronów wynika z ruchu elektronu wokół jakiegoś stałego punktu zewnętrznego, który weźmiemy za położenie jądra. Pole magnetyczne w jądrze w wyniku ruchu pojedynczego elektronu o ładunku - e w pozycji r względem jądra jest wyrażone wzorem:

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

gdzie - r podaje położenie jądra względem elektronu. Zapisany w kategoriach magnetonu Bohra daje to:

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

Uznając, że m _e v to pęd elektronu, p , a r × p / ħ to orbitalny moment pędu w jednostkach ħ , ℓ , możemy napisać:

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

Dla atomu wieloelektronowego wyrażenie to jest generalnie zapisywane w kategoriach całkowitego orbitalnego momentu pędu , poprzez zsumowanie elektronów i użycie operatora rzutowania , gdzie . Dla stanów o dobrze określonym rzucie orbitalnego momentu pędu, L _z , możemy napisać , podając: ${\ 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}}}$

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

Pęd kątowy spinu elektronu jest zasadniczo inną właściwością, która jest nieodłączna dla cząstki i dlatego nie zależy od ruchu elektronu. Niemniej jednak jest to moment pędu i każdy moment pędu związany z naładowaną cząstką powoduje powstanie magnetycznego momentu dipolowego, który jest źródłem pola magnetycznego. Elektron z wirowania krętu, s , posiada moment magnetyczny, μ _s , ze wzoru:

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

gdzie g _s jest współczynnikiem g spinu elektronu, a znak ujemny wynika z tego, że elektron jest naładowany ujemnie (należy wziąć pod uwagę, że ujemnie i dodatnio naładowane cząstki o identycznej masie, poruszające się po równoważnych ścieżkach, miałyby ten sam moment pędu, ale powodowałyby prądy w przeciwnym kierunku).

Pole magnetyczne z momentem dipolowym, μ _s , jest dana przez:

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

Całkowity udział dipola magnetycznego w hamiltonianie nadsubtelnym wyraża się zatem wzorem:

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

Pierwszy termin podaje energię dipola jądrowego w polu dzięki elektronowemu orbitalnemu momentowi pędu. Drugi człon podaje energię oddziaływania „skończonej odległości” dipola jądrowego z polem w wyniku momentów magnetycznych spinu elektronu. Ostatni termin, często nazywany terminem kontaktowym Fermiego, odnosi się do bezpośredniego oddziaływania dipola jądrowego z dipolami spinowymi i jest niezerowy tylko dla stanów o skończonej gęstości spinu elektronów w miejscu jądra (tych z niesparowanymi elektronami w s- podpowłoki). Stwierdzono, że biorąc pod uwagę szczegółowy rozkład jądrowego momentu magnetycznego, można uzyskać inne wyrażenie.

W przypadku stanów z tym można to wyrazić w postaci ${\ Displaystyle \ ell \ neq 0}$

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

gdzie:

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

Jeśli struktura nadsubtelnego jest mała w porównaniu ze strukturą drobnego (nazywane IJ -coupling analogicznie LS -coupling ), I i J są dobrymi liczby kwantowe i elementy macierzowe może być przybliżona jako przekątnej I i J . W tym przypadku (ogólnie prawdziwe dla lekkich elementów) możemy rzutować N na J (gdzie J = L + S jest całkowitym elektronowym momentem pędu) i mamy: ${\ displaystyle \ scriptstyle {{\ hat {H}} _ {\ text {D}}}}$

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

Jest to powszechnie zapisywane jako

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

ze stałą strukturą nadsubtelną, która jest określana eksperymentalnie. Ponieważ I · J = ½ { F · F - I · I - J · J } (gdzie F = I + J jest całkowitym momentem pędu), daje to energię: ${\ textstyle \ left \ langle {\ hat {A}} \ right \ rangle}$

${\ Displaystyle \ Delta E _ {\ tekst {D}} = {\ Frac {1} {2}} \ lewo \ langle {\ kapelusz {A}} \ prawo \ rangle [F (F + 1) -I (I +1) -J (J + 1)].}$

W tym przypadku interakcja nadsubtelna spełnia regułę interwału Landégo .

Kwadrupol elektryczny

Jądra atomowe ze spinem mają elektryczny moment kwadrupolowy . W ogólnym przypadku, jest to reprezentowane przez rang -2 tensora , ze składnikami podanymi w: ${\ displaystyle \ scriptstyle {I \ geq 1}}$${\ displaystyle \ scriptstyle {\ underline {\ underline {Q}}}}$

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

gdzie i i j są wskaźniki tensor na czas od 1 do 3, x _i i x _j są zmienne przestrzenne x , y i z w zależności od wartości I i J odpowiednio δ _ij JEST Kronecker delta i p ( r ) jest gęstość ładunku. Będąc trójwymiarowym tensorem rzędu 2, moment kwadrupolowy ma 3 ² = 9 składowych. Z definicji składników jasno wynika, że ​​tensor kwadrupolowy jest macierzą symetryczną ( Q _ij = Q _ji ), która jest również bezśladowa (Σ _i Q _ii = 0), dając tylko pięć składowych w reprezentacji nieredukowalnej . Wyrażone za pomocą notacji nieredukowalnych tensorów sferycznych, które mamy:

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

Energia związana z elektrycznym kwadropolowym chwili w polu elektrycznym nie zależy od natężenia pola, ale na elektrycznej gradientu pola, łudząco oznakowane , kolejny stopień-2 tensor podane przez zewnętrzną produktu z operatorem del z wektora pola elektrycznego: ${\ textstyle {\ underline {\ underline {q}}}}$

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

ze składnikami podanymi przez:

${\ Displaystyle q_ {ij} = {\ Frac {\ częściowe ^ {2} V} {\ częściowe x_ {i} \, \ częściowe x_ {j}}}.}$

Ponownie jest jasne, że jest to macierz symetryczna, a ponieważ źródłem pola elektrycznego w jądrze jest rozkład ładunku znajdujący się całkowicie poza jądrem, można to wyrazić jako pięcioskładnikowy tensor sferyczny , przy czym: ${\ displaystyle \ scriptstyle {T ^ {2} (q)}}$

${\ Displaystyle {\ rozpocząć {wyrównane} T_ {0} ^ {2} (q) & = {\ Frac {\ sqrt {6}} {2}} q_ {zz} \\ T _ {+ 1} ^ {2 } (q) & = - q_ {xz} -iq_ {yz} \\ T _ {+ 2} ^ {2} (q) & = {\ frac {1} {2}} (q_ {xx} -q_ { yy}) + iq_ {xy}, \ end {aligned}}}$

gdzie:

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

Kwadrupolarny termin w hamiltonianie jest więc dany przez:

${\ Displaystyle {\ kapelusz {H}} _ {Q} = - eT ^ {2} (Q) \ cdot T ^ {2} (q) = - e \ suma _ {m} (- 1) ^ {m } T_ {m} ^ {2} (Q) T _ {- m} ^ {2} (q).}$

Typowe jądro atomowe jest bardzo zbliżone do symetrii cylindrycznej i dlatego wszystkie elementy poza przekątną są bliskie zeru. Z tego powodu atomowy moment kwadrupolowy jest często reprezentowany przez Q _zz .

Struktura molekularna nadsubtelna

Hamiltonian molekularny nadsubtelny obejmuje te terminy już wyprowadzone dla przypadku atomowego z terminem dipol magnetyczny dla każdego jądra z i terminem elektrycznego kwadrupolu dla każdego jądra z . Terminy dipola magnetycznego zostały po raz pierwszy wyprowadzone dla cząsteczek dwuatomowych przez Froscha i Foleya, a otrzymane parametry nadsubtelne są często nazywane parametrami Froscha i Foleya. ${\ displaystyle I> 0}$${\ Displaystyle I \ geq 1}$

Oprócz efektów opisanych powyżej istnieje szereg efektów specyficznych dla przypadku molekularnego.

Bezpośredni spin-spin jądrowy

Każde jądro ma niezerowy moment magnetyczny, który jest zarówno źródłem pola magnetycznego, jak i związaną z nim energią ze względu na obecność połączonego pola wszystkich innych jądrowych momentów magnetycznych. Sumowanie nad każdym momencie magnetycznym upstrzony dziedzinie z powodu każdego innego momentu magnetycznego daje bezpośredni jądrowej określenie spin-spin w nadsubtelnymi Hamiltona, . ${\ displaystyle I> 0}$${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {II}}$

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

gdzie α i α ' to indeksy reprezentujące odpowiednio jądro przyczyniające się do energii i jądro będące źródłem pola. Zastępując w wyrażeniach dla momentu dipolowego w kategoriach jądrowego momentu pędu i pola magnetycznego dipola, oba podane powyżej, otrzymujemy

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

Spin – rotacja jądrowa

Jądrowe momenty magnetyczne w cząsteczce istnieją w polu magnetycznym ze względu na moment pędu, T ( R jest wektorem przemieszczenia międzyjądrowego), związany z masową rotacją cząsteczki, a zatem

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

Struktura nadsubtelna drobnocząsteczkowa

Typowym prostym przykładem struktury nadsubtelnej w wyniku omówionych powyżej interakcji są przejścia obrotowe cyjanowodoru ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) w jego podstawowym stanie wibracyjnym . Tutaj elektryczna interakcja kwadrupolowa jest spowodowana jądrem ¹⁴ N, nadsubtelny jądrowy rozszczepienie spinowo-spinowe jest wynikiem sprzężenia magnetycznego między azotem, ¹⁴ N ( I _N = 1) i wodorem, ¹ H ( I _H = 1 / 2 ) oraz oddziaływanie spinowo-rotacyjne wodoru spowodowane jądrem ¹ H. Te interakcje przyczyniające się do struktury nadsubtelnej w cząsteczce są wymienione tutaj w malejącej kolejności wpływu. Do rozpoznania nadsubtelnej struktury w rotacyjnych przejściach HCN zastosowano techniki subdopplera.

Reguły wyboru dipoli dla przejść w strukturze nadsubtelnej HCN są następujące , gdzie J jest obrotową liczbą kwantową, a F jest całkowitą rotacyjną liczbą kwantową obejmującą odpowiednio spin jądrowy ( ). Najniższe przejście ( ) dzieli się na tryplet nadsubtelny. Korzystając z reguł selekcji, nadsubtelny wzór przejść i wyższych przejść dipolowych ma postać nadsubtelnego sekstetu. Jednak jedna z tych składowych ( ) niesie tylko 0,6% intensywności przejścia obrotowego w przypadku . Ten wkład spada wraz ze wzrostem J. Tak więc, od góry wzorzec nadsubtelny składa się z trzech bardzo blisko rozmieszczonych silniejszych składników nadsubtelnych ( , ) razem z dwoma szeroko rozstawionymi składowymi; jeden po stronie niskiej częstotliwości i jeden po stronie wysokiej częstotliwości w stosunku do centralnej trójki nadsubtelnej. Każda z tych wartości odstających przenosi ~ ( J to górna obrotowa liczba kwantowa dozwolonego przejścia dipolowego) intensywność całego przejścia. W przypadku przejść kolejno wyższych- J występują niewielkie, ale znaczące zmiany we względnych intensywnościach i pozycjach poszczególnych składników nadsubtelnych. ${\ displaystyle \ Delta J = 1}$${\ displaystyle \ Delta F = \ {0, \ pm 1 \}}$${\ displaystyle F = J + I _ {\ tekst {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}}$

Pomiary

Oddziaływania nadsubtelne można zmierzyć, między innymi, sposobów, w widmach atomów i cząsteczek i w elektronowego rezonansu paramagnetycznego Widma wolnych rodników i metali przejściowych jony.

Aplikacje

Astrofizyka

Ponieważ rozszczepienie nadsubtelne jest bardzo małe, częstotliwości przejściowe zwykle nie są zlokalizowane w optycznym, ale mieszczą się w zakresie częstotliwości radiowych lub mikrofalowych (zwanych również sub-milimetrowymi).

Struktura nadsubtelna daje 21 cm linię obserwowaną w obszarach HI w ośrodku międzygwiazdowym .

Carl Sagan i Frank Drake uważali, że nadsubtelna przemiana wodoru jest zjawiskiem na tyle uniwersalnym, że można ją wykorzystać jako podstawową jednostkę czasu i długości na tabliczce Pioneera, a później w Voyager Golden Record .

W submilimetrowej astronomii , heterodyn odbiorniki są szeroko stosowane do wykrywania sygnałów elektromagnetycznych z ciał niebieskich, takich jak jądra gwiazdy formowania lub młodych gwiazdowych przedmiotów . Odstępy między sąsiednimi składnikami w nadsubtelnym widmie obserwowanego przejścia obrotowego są zwykle wystarczająco małe, aby zmieścić się w paśmie IF odbiornika . Ponieważ głębokość optyczna zmienia się wraz z częstotliwością, stosunki siły między komponentami nadsubtelnymi różnią się od ich wewnętrznych (lub cienkich optycznie ) intensywności (są to tak zwane anomalie nadsubtelne , często obserwowane w przejściach rotacyjnych HCN). W ten sposób możliwe jest dokładniejsze określenie głębokości optycznej. Z tego możemy wyprowadzić parametry fizyczne obiektu.

Spektroskopia jądrowa

W metodach spektroskopii jądrowej jądro służy do badania lokalnej struktury materiałów. Metody te opierają się głównie na nadsubtelnych oddziaływaniach z otaczającymi atomami i jonami. Ważnymi metodami są jądrowy rezonans magnetyczny , spektroskopia Mössbauera i zaburzona korelacja kątowa .

Technologia jądrowa

Proces rozdzielania izotopów w parach atomowych (AVLIS) wykorzystuje rozszczepienie nadsubtelne między przejściami optycznymi uranu-235 i uranu-238 w celu selektywnej fotojonizacji tylko atomów uranu-235, a następnie oddzielenia zjonizowanych cząstek od niezjonizowanych. Źródłem niezbędnego promieniowania o dokładnej długości fali są precyzyjnie dostrojone lasery barwnikowe .

Użyj przy określaniu sekundy i licznika SI

Przejście struktury nadsubtelnej można wykorzystać do wykonania filtra z wycięciem mikrofalowym o bardzo wysokiej stabilności, powtarzalności i współczynniku Q , który może służyć jako podstawa bardzo precyzyjnych zegarów atomowych . Termin częstotliwość przejścia oznacza częstotliwość promieniowania odpowiadającą przejściu między dwoma nadsubtelnymi poziomami atomu i jest równa f = Δ E / h , gdzie Δ E jest różnicą energii między poziomami, a h jest stałą Plancka . Zazwyczaj podstawą tych zegarów jest częstotliwość przejścia określonego izotopu atomów cezu lub rubidu .

Ze względu na dokładność zegarów atomowych opartych na przejściu struktury nadsubtelnej, są one obecnie wykorzystywane jako podstawa do definicji sekundy. Teraz zdefiniowano dokładnie jedną sekundę 9 192 631 770 cykli częstotliwości przejścia struktury nadsubtelnej atomów cezu-133.

21 października 1983 r. 17 CGPM określiło miernik jako długość drogi pokonywanej przez światło w próżni w przedziale czasu 1 / 299,792,458 o sekundę .

Precyzyjne testy elektrodynamiki kwantowej

Rozszczepienie nadsubtelne w wodorze i mionie zastosowano do pomiaru wartości stałej struktury drobnoziarnistej α. Porównanie z pomiarami α w innych systemach fizycznych zapewnia rygorystyczny test QED .

Kubit w obliczeniach kwantowych z pułapką jonową

Stany nadsubtelne uwięzionego jonu są powszechnie używane do przechowywania kubitów w obliczeniach kwantowych pułapek jonowych . Mają tę zaletę, że mają bardzo długą żywotność, przekraczającą eksperymentalnie ~ 10 minut (w porównaniu do ~ 1   s dla metastabilnych poziomów elektronicznych).

Częstotliwość związana z separacją energii stanów znajduje się w obszarze mikrofalowym , co umożliwia sterowanie przejściami nadsubtelnymi za pomocą promieniowania mikrofalowego. Jednak obecnie nie jest dostępny żaden emiter, który może być zogniskowany w celu zaadresowania konkretnego jonu z sekwencji. Zamiast tego do sterowania przejściem można użyć pary impulsów laserowych , mając różnicę częstotliwości ( odstrojenie ) równą wymaganej częstotliwości przejścia. Jest to zasadniczo stymulowane przejście Ramana . Ponadto wykorzystano gradienty bliskiego pola, aby indywidualnie adresować dwa jony oddzielone o około 4,3 mikrometra bezpośrednio za pomocą promieniowania mikrofalowego.

Zobacz też

• Dynamiczna polaryzacja jądrowa
• Elektronowy rezonans paramagnetyczny

Bibliografia

Linki zewnętrzne

• Wyszukiwanie momentów magnetycznych i elektrycznych - struktura jądrowa i dane rozpadu w MAEA