Сверхтонкая структура

В атомной физике, сверхтонкая структура определяются небольшими сдвигами в противном случае вырожденных уровней энергии и в результате расщеплениях в этих энергетических уровнях из атомов, молекул и ионов, из - за взаимодействие между ядром и электронными облаками.

В атомах сверхтонкая структура возникает из-за энергии ядерного магнитного дипольного момента, взаимодействующего с магнитным полем, создаваемого электронами, и энергии ядерного электрического квадрупольного момента в градиенте электрического поля из-за распределения заряда внутри атома. В молекулярной сверхтонкой структуре, как правило, преобладают эти два эффекта, но они также включают энергию, связанную с взаимодействием между магнитными моментами, связанными с различными магнитными ядрами в молекуле, а также между ядерными магнитными моментами и магнитным полем, создаваемым вращением молекула.

Сверхтонкая структура контрастирует с тонкой структурой, которая возникает в результате взаимодействия между магнитными моментами, связанными со спином электрона, и орбитальным угловым моментом электронов. Сверхтонкая структура со сдвигом энергии, обычно на порядки меньшим, чем сдвиг тонкой структуры, является результатом взаимодействия ядра (или ядер в молекулах) с внутренними электрическими и магнитными полями.

Схематическое изображение тонкой и сверхтонкой структуры нейтрального атома водорода

СОДЕРЖАНИЕ

• 1 История
• 2 Теория
  • 2.1 Атомная сверхтонкая структура
    • 2.1.1 Магнитный диполь
    • 2.1.2 Электрический квадруполь
  • 2.2 Молекулярная сверхтонкая структура
    • 2.2.1 Прямой ядерный спин-спин
    • 2.2.2. Ядерное вращение.
    • 2.2.3 Сверхтонкая структура малых молекул
• 3 измерения
• 4 Приложения
  • 4.1 Астрофизика
  • 4.2 Ядерная спектроскопия
  • 4.3 Ядерная технология
  • 4.4 Использование при определении секунды СИ и счетчика
  • 4.5 прецизионные тесты квантовой электродинамики
  • 4.6 Кубит в квантовых вычислениях с ионной ловушкой
• 5 См. Также
• 6 Ссылки
• 7 Внешние ссылки

История

Оптическая сверхтонкая структура была обнаружена в 1881 году Альбертом Абрахамом Майкельсоном. Однако это можно было объяснить только с точки зрения квантовой механики, когда Вольфганг Паули предположил существование малого ядерного магнитного момента в 1924 году.

В 1935 г. Х. Шулер и Теодор Шмидт предложили существование ядерного квадрупольного момента для объяснения аномалий в сверхтонкой структуре.

Теория

Теория сверхтонкой структуры исходит непосредственно из электромагнетизма, состоящего из взаимодействия ядерных мультипольных моментов (за исключением электрического монополя) с внутренне генерируемыми полями. Теория сначала выводится для атомного случая, но может быть применена к каждому ядру в молекуле. После этого обсуждаются дополнительные эффекты, уникальные для молекулярного случая.

Атомная сверхтонкая структура

Магнитный диполь

Основная статья: Диполь

Доминирующим членом в сверхтонком гамильтониане обычно является член магнитного диполя. Атомные ядра с ненулевым ядерным спином обладают магнитным дипольным моментом, определяемым как: ${\ displaystyle \ mathbf {I}}$

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

где это г -коэффициент и является ядерным магнетоном. ${\ displaystyle g _ {\ text {I}}}$ ${\ displaystyle \ mu _ {\ text {N}}}$

Есть энергия, связанная с магнитным дипольным моментом в присутствии магнитного поля. Для ядерного магнитного дипольного момента μ I, помещенного в магнитное поле B, соответствующий член в гамильтониане имеет вид:

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

В отсутствие приложенного извне поля магнитное поле, испытываемое ядром, связано с орбитальным ( ℓ ) и спиновым ( s ) угловым моментом электронов:

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

Орбитальный угловой момент электрона возникает в результате движения электрона вокруг некоторой фиксированной внешней точки, которую мы примем за местоположение ядра. Магнитное поле в ядре из-за движения одиночного электрона с зарядом - e в положении r относительно ядра определяется выражением:

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

где - r дает положение ядра относительно электрона. В терминах магнетона Бора это дает:

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

Признавая, что m e v - это импульс электрона, p, и что r × p / ħ - это орбитальный угловой момент в единицах ħ, ℓ, мы можем записать:

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

Для многоэлектронного атома это выражение обычно записывается через полный орбитальный угловой момент, суммируя по электронам и используя оператор проекции,, где. Для состояний с четко определенной проекцией орбитального углового момента L z мы можем записать: ${\ displaystyle \ scriptstyle {\ mathbf {L}}}$${\ Displaystyle \ scriptstyle {\ varphi _ {я} ^ {\ ell}}}$${\ textstyle \ сумма _ {я} \ mathbf {\ ell} _ {я} = \ сумма _ {я} \ varphi _ {я} ^ {\ ell} \ mathbf {L}}$${\ displaystyle \ scriptstyle {\ varphi _ {i} ^ {l} = {\ hat {l}} _ {z_ {i}} / L_ {z}}}$

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

Спиновый угловой момент электрона - это принципиально иное свойство, которое присуще частице и поэтому не зависит от движения электрона. Тем не менее, это угловой момент, и любой угловой момент, связанный с заряженной частицей, приводит к магнитному дипольному моменту, который является источником магнитного поля. Электрон со спиновым угловым моментом s имеет магнитный момент μ s, определяемый по формуле:

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

где g s - g -фактор спина электрона, а отрицательный знак означает, что электрон заряжен отрицательно (учтите, что отрицательно и положительно заряженные частицы с одинаковой массой, движущиеся по эквивалентным путям, будут иметь одинаковый угловой момент, но в результате будут возникать токи в обратном направлении).

Магнитное поле дипольного момента, μ s, определяется по формуле:

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

Таким образом, полный магнитный дипольный вклад в сверхтонкий гамильтониан определяется выражением:

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

Первый член дает энергию ядерного диполя в поле, обусловленном электронным орбитальным угловым моментом. Второй член дает энергию взаимодействия ядерного диполя на "конечном расстоянии" с полем, обусловленным спиновыми магнитными моментами электрона. Последний член, часто известный как контактный член Ферми, относится к прямому взаимодействию ядерного диполя со спиновыми диполями и отличен от нуля только для состояний с конечной электронной спиновой плотностью в положении ядра (с неспаренными электронами в ядре). s -подоболочки). Утверждалось, что можно получить другое выражение, если учесть детальное распределение ядерного магнитного момента.

Для состояний с этим можно выразить в виде ${\ displaystyle \ ell \ neq 0}$

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

где:

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

Если сверхтонкая структура мала по сравнению со структурой тонкой (иногда называемой И.Я. -coupling по аналогии с Л.С. -coupling ), я и J является хорошими квантовыми числами и матричные элементы могут быть аппроксимирована, как диагональ в I и J. В этом случае (обычно это верно для легких элементов) мы можем спроецировать N на J (где J = L + S - полный электронный угловой момент), и мы имеем: ${\ displaystyle \ scriptstyle {{\ hat {H}} _ {\ text {D}}}}$

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

Обычно это записывается как

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

с постоянной сверхтонкой структуры, которая определяется экспериментально. Поскольку I J = ½ { F F - I I - J J } (где F = I + J - полный угловой момент), это дает энергию: ${\ textstyle \ left \ langle {\ hat {A}} \ right \ rangle}$

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

В этом случае сверхтонкое взаимодействие удовлетворяет правилу интервалов Ланде.

Электрический квадруполь

Основная статья: Квадруполь

Атомные ядра со спином обладают электрическим квадрупольным моментом. В общем случае это представлено в ранге -2 тензора, с компонентами определяется по формуле: ${\ displaystyle \ scriptstyle {I \ geq 1}}$ ${\ displaystyle \ scriptstyle {\ underline {\ underline {Q}}}}$

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

где i и j - тензорные индексы от 1 до 3, x i и x j - пространственные переменные x, y и z, зависящие от значений i и j соответственно, δ ij - символ Кронекера, а ρ ( r ) - плотность заряда. Будучи трехмерным тензором ранга 2, квадрупольный момент имеет 3 ² = 9 компонент. Из определения компонентов ясно, что тензор квадруполя является симметричной матрицей ( Q ij = Q ji ), которая также бесследова (Σ i Q ii = 0), дающая только пять компонентов в неприводимом представлении. Выражаясь в обозначениях неприводимых сферических тензоров, имеем:

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

Энергия, связанная с электрическим квадрупольным моментом в электрическом поле зависит не от напряженности поля, но на градиенте электрического поля, меченное смешение, другой ранг-2 тензор задается внешним продуктом из - дель - оператора с вектором электрического поля: ${\ textstyle {\ underline {\ underline {q}}}}$

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

с компонентами, указанными:

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

Опять же ясно, что это симметричная матрица, и, поскольку источником электрического поля в ядре является распределение заряда полностью вне ядра, это можно выразить в виде 5-компонентного сферического тензора, с: ${\ displaystyle \ scriptstyle {T ^ {2} (q)}}$

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

где:

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

Квадрупольный член в гамильтониане, таким образом, определяется выражением:

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

Типичное атомное ядро ​​близко приближается к цилиндрической симметрии, и поэтому все недиагональные элементы близки к нулю. По этой причине ядерный электрический квадрупольный момент часто обозначают Q zz.

Молекулярная сверхтонкая структура

Молекулярный сверхтонкий гамильтониан включает те члены, которые уже были выведены для атомного случая с магнитным дипольным членом для каждого ядра с и электрическим квадрупольным членом для каждого ядра с. Термины магнитного диполя были впервые получены для двухатомных молекул Фрошем и Фоли, и полученные сверхтонкие параметры часто называют параметрами Фроша и Фоли. ${\ displaystyle Igt; 0}$${\ displaystyle I \ geq 1}$

В дополнение к эффектам, описанным выше, существует ряд эффектов, специфичных для молекулярного случая.

Прямой ядерный спин-спин

Каждое ядро ​​с имеет ненулевой магнитный момент, который одновременно является источником магнитного поля и имеет связанную энергию из-за наличия объединенного поля всех других ядерных магнитных моментов. Суммирование по каждому магнитному моменту усеяны полями из - за каждый другой магнитный момент дает прямое слагаемое ядерного спин-спиновому в сверхтонком гамильтониане,. ${\ displaystyle Igt; 0}$${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {II}}$

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

где α и α ' - индексы, представляющие ядро, вносящее вклад в энергию, и ядро, которое является источником поля соответственно. Подставляя выражения для дипольного момента через ядерный угловой момент и магнитное поле диполя, приведенные выше, мы имеем

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

Ядерный спин – вращение

Ядерные магнитные моменты в молекуле существуют в магнитном поле из-за углового момента T ( R - вектор межъядерного смещения), связанного с объемным вращением молекулы, таким образом

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

Сверхтонкая структура малых молекул

Типичный простой пример сверхтонкой структуры из-за взаимодействий, обсужденных выше, - это вращательные переходы цианида водорода ( ¹ H ¹² C ¹⁴ N) в его основном колебательном состоянии. Здесь электрическое квадрупольное взаимодействие обусловлено ¹⁴ N-ядром, сверхтонкое ядерное спин-спиновое расщепление обусловлено магнитной связью между азотом ¹⁴ N ( I N = 1) и водородом ¹ H ( I H = 1 ⁄ 2 ), а также спин-вращательное взаимодействие водорода за счет ¹ H-ядра. Эти вносящие вклад в сверхтонкую структуру молекулы взаимодействия перечислены здесь в порядке убывания влияния. Методы субдоплера использовались, чтобы различить сверхтонкую структуру вращательных переходов HCN.

В дипольном правиле отбора для структуры HCN сверхтонких переходов, где J представляет собой вращательное квантовое число и F является общим вращательным квантовым числом включительно ядерного спина (), соответственно. Наинизший переход () распадается на сверхтонкий триплет. Используя правила отбора, сверхтонкая картина переходов и переходов высших диполей имеет форму сверхтонкого секстета. Однако одна из этих компонент () несет только 0,6% интенсивности вращательного перехода в случае. Этот вклад уменьшается с увеличением J. Таким образом, снизу вверх сверхтонкая структура состоит из трех очень близко расположенных более сильных сверхтонких компонентов (,) вместе с двумя широко разнесенными компонентами; один на стороне низких частот и один на стороне высоких частот относительно центрального сверхтонкого триплета. Каждый из этих выбросов несет ~ ( J - верхнее вращательное квантовое число разрешенного дипольного перехода) интенсивность всего перехода. Для последовательно более высоких переходов J наблюдаются небольшие, но существенные изменения относительной интенсивности и положения каждого отдельного сверхтонкого компонента. ${\ 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}}$

Измерения

Сверхтонкие взаимодействия может быть измерена, среди прочего, в атомных и молекулярных спектров и электронного парамагнитного резонанса спектры свободных радикалов и переходных металлов ионами.

Приложения

Астрофизика

Сверхтонкий переход, изображенный на мемориальной доске Pioneer

Поскольку сверхтонкое расщепление очень мало, частоты перехода обычно не находятся в оптическом диапазоне, а находятся в диапазоне радио- или микроволновых (также называемых субмиллиметровых) частот.

Сверхтонкая структура дает 21 см линии наблюдается в областях Н в межзвездной среде.

Карл Саган и Фрэнк Дрейк считали сверхтонкий переход водорода достаточно универсальным явлением, чтобы его можно было использовать в качестве базовой единицы времени и длины на мемориальной доске Pioneer, а затем и в Voyager Golden Record.

В субмиллиметровом астрономии, гетеродинный приемники широко используются для обнаружения электромагнитных сигналов от небесных объектов, таких как звездообразования ядра или молодых звездных объектов. Расстояния между соседними компонентами в сверхтонком спектре наблюдаемого вращательного перехода обычно достаточно малы, чтобы соответствовать полосе ПЧ приемника. Поскольку оптическая толщина изменяется в зависимости от частоты, отношения сил между сверхтонкими компонентами отличаются от отношений их собственных (или оптически тонких ) интенсивностей (это так называемые сверхтонкие аномалии, часто наблюдаемые при вращательных переходах HCN). Таким образом, возможно более точное определение оптической глубины. Отсюда мы можем получить физические параметры объекта.

Ядерная спектроскопия

В методах ядерной спектроскопии ядро используется для исследования локальной структуры материалов. В основе этих методов лежит сверхтонкое взаимодействие с окружающими атомами и ионами. Важными методами являются ядерный магнитный резонанс, мессбауэровская спектроскопия и возмущенная угловая корреляция.

Ядерная технология

В процессе лазерного разделения изотопов атомарного пара (AVLIS) используется сверхтонкое расщепление между оптическими переходами в уране-235 и уране-238 для селективной фотоионизации только атомов урана-235 и последующего отделения ионизированных частиц от неионизированных. Точно настроенные лазеры на красителях используются в качестве источников излучения необходимой точной длины волны.

Использование при определении секунды и метра системы СИ

Переход сверхтонкой структуры можно использовать для создания режекторного микроволнового фильтра с очень высокой стабильностью, воспроизводимостью и добротностью, который, таким образом, может быть использован в качестве основы для очень точных атомных часов. Термин частота перехода обозначает частоту излучения, соответствующую переходу между двумя сверхтонкими уровнями атома, и равна f = Δ E / h, где Δ E - разность энергий между уровнями, а h - постоянная Планка. Обычно в качестве основы для этих часов используется частота перехода определенного изотопа атомов цезия или рубидия.

Из-за точности атомных часов, основанных на переходах сверхтонкой структуры, они теперь используются в качестве основы для определения секунды. Одна секунда теперь определена как ровно 9 192 631 770 циклов частоты переходов сверхтонкой структуры атомов цезия-133.

21 октября 1983 года 17-я сессия CGPM определила метр как длину пути, пройденного светом в вакууме за промежуток времени 1 / 299 792 458 из второй.

Прецизионные тесты квантовой электродинамики

Сверхтонкое расщепление в водороде и мюонии использовалось для измерения значения постоянной тонкой структуры α. Сравнение с измерениями α в других физических системах обеспечивает строгую проверку КЭД.

Кубит в квантовых вычислениях с ионной ловушкой

Сверхтонкие состояния захваченного иона обычно используются для хранения кубитов в квантовых вычислениях с ионными ловушками. Их преимущество в том, что они имеют очень долгое время жизни, экспериментально превышающее ~ 10 минут (по сравнению с ~ 1   с для метастабильных электронных уровней).

Частота, связанная с энергетическим разделением состояний, находится в микроволновом диапазоне, что позволяет управлять сверхтонкими переходами с помощью микроволнового излучения. Однако в настоящее время нет эмиттера, который можно было бы сфокусировать для адресации конкретного иона из последовательности. Вместо этого для управления переходом может использоваться пара лазерных импульсов, разность частот ( отстройка ) которых равна требуемой частоте перехода. По сути, это вынужденный рамановский переход. Кроме того, градиенты ближнего поля были использованы для индивидуальной адресации двух ионов, разделенных приблизительно 4,3 микрометра, непосредственно с помощью микроволнового излучения.

Смотрите также

• Динамическая ядерная поляризация
• Электронный парамагнитный резонанс

Рекомендации

Внешние ссылки

• Поиск ядерных магнитных и электрических моментов - данные о структуре и распаде ядер в МАГАТЭ