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 los niveles de energía degenerados y las escisiones resultantes en esos niveles de energía de átomos , moléculas e iones , debido a la interacción 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 cuadrupolo eléctrico nuclear en el gradiente del campo eléctrico debido a la distribución de carga dentro del átomo. La estructura hiperfina molecular generalmente está 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 de los electrones y el momento angular orbital de los electrones . La estructura hiperfina, con cambios de energía típicamente órdenes de magnitudes menores que los de un cambio de estructura fina, resulta de las interacciones del núcleo (o núcleos, en moléculas) con campos eléctricos y magnéticos generados internamente.

Ilustración esquemática de estructura fina e hiperfina en un átomo de hidrógeno neutro

Historia

La estructura óptica hiperfina fue observada en 1881 por Albert Abraham Michelson . ^[1] Sin embargo, solo pudo explicarse en términos de mecánica cuántica cuando Wolfgang Pauli propuso la existencia de un pequeño momento magnético nuclear en 1924.

En 1935, H. Schüler y Theodor Schmidt propusieron la existencia de un momento de cuadrupolo nuclear para explicar anomalías en la estructura hiperfina.

Teoría

La teoría de la estructura hiperfina proviene directamente del electromagnetismo , que consiste en la interacción de los momentos multipolares nucleares (excluyendo 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. Después de esto, hay una discusión de los efectos adicionales exclusivos del caso molecular.

Estructura atómica hiperfina

Dipolo magnético

Artículo principal: dipolo

El término dominante en el hamiltoniano hiperfino es típicamente el término dipolo magnético. Los núcleos atómicos con un espín nuclear distinto de cero tienen un momento dipolar magnético, dado por:${\displaystyle \mathbf {I} }$

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

donde es el factor g y es el magnetón nuclear .${\displaystyle g_{\text{I}}}$${\displaystyle \mu _{\text{N}}}$

Existe 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: ^[2]

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

En ausencia de un campo aplicado externamente, el campo magnético experimentado por el núcleo es el asociado con el momento angular orbital ( ℓ ) y espín ( s ) de los electrones:

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

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 relativa al núcleo, está 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 en relación con el electrón. Escrito en términos del magneton 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 \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}}}$

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

El momento angular del 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, μ _s , dado por:

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

donde g _s es el factor g de espín del electrón y el signo negativo es porque el electrón está cargado negativamente (considere que las partículas cargadas negativa y positivamente con masa idéntica, viajando en trayectorias equivalentes, tendrían el mismo momento angular, pero darían como resultado corrientes en la dirección opuesta).

El campo magnético de un momento dipolar, μ _s , está dado por: ^[3]

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

La contribución completa del dipolo magnético al hamiltoniano hiperfino viene dada por:

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

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 solo es distinto de cero para estados con una densidad de espín de electrones finita en la posición del núcleo (aquellos con electrones desapareados en s -subcapas). Se ha argumentado que se puede obtener una expresión diferente cuando se tiene en cuenta la distribución detallada del momento magnético nuclear. ^[4]

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

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

dónde:

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

Si la estructura hiperfina es pequeña en comparación con la estructura fina (a veces llamado IJ acoplamientoo por analogía con LS acoplamientoo ), I y J son buenos números cuánticos y elementos de matriz de se puede aproximar como diagonal 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: ^[5]${\displaystyle \scriptstyle {{\hat {H}}_{\text{D}}}}$

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

Esto se escribe comúnmente como

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

con siendo la constante de estructura hiperfina que está determinado por experimento. Dado que I · J = ½ { F · F - I · I - J · J } (donde F = I + J es el momento angular total), esto da una energía de:${\textstyle \left\langle {\hat {A}}\right\rangle }$

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

En este caso, la interacción hiperfina satisface la regla del intervalo de Landé .

Cuadrupolo eléctrico

Artículo principal: cuadrupolo

Los núcleos atómicos con espín tienen un momento cuadrupolo eléctrico . ^[6] En el caso general, esto está representado por un rango -2 tensor , , con componentes dados por: ^[3]${\displaystyle \scriptstyle {I\geq 1}}$${\displaystyle \scriptstyle {\underline {\underline {Q}}}}$

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

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 de rango 2 tridimensional, el momento cuadrupolo tiene 3 ² = 9 componentes. De la definición de los componentes se desprende que el tensor cuadripolo es una matriz simétrica ( Q_ij = Q _ji ) que tampoco tiene traza (Σ _i Q _ii = 0), dando solo cinco componentes en la representación irreducible . Expresado usando la notación de tensores esféricos irreducibles tenemos: ^[3]

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

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

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

con componentes dados por:

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

Una vez más, está 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: ^[7]${\displaystyle \scriptstyle {T^{2}(q)}}$

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

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 del cuadrupolo eléctrico nuclear a menudo se representa mediante Q _zz . ^[6]

Estructura molecular hiperfina

El hamiltoniano hiperfino molecular incluye los términos ya derivados para el caso atómico con un término dipolo magnético para cada núcleo con y un término cuadrupolo eléctrico para cada núcleo con . Los términos de dipolo magnético fueron derivados por primera vez para moléculas diatómicas por Frosch y Foley, ^[8] 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, hay una serie de efectos específicos del caso molecular. ^[9]

Giro-giro nuclear directo

Cada núcleo tiene un momento magnético distinto de cero que es 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 sobre cada momento magnético salpicado con el campo debido a cada otro momento magnético da el término espín-espín nuclear directa en el hiperfina de Hamilton, . ^[10]${\displaystyle I>0}$${\displaystyle {\hat {H}}_{II}}$

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

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

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

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, ^{[10] por lo} tanto

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

Estructura hiperfina de molécula pequeña

Un ejemplo simple típico de la estructura hiperfina debido a las interacciones discutidas anteriormente es en 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 de espín-espín nuclear hiperfina se debe al acoplamiento magnético entre nitrógeno, ¹⁴ N ( I _N = 1) e hidrógeno, ¹ H ( I _H = 1 ⁄ 2 ), y una interacción de rotación de espín de hidrógeno debido a la ¹Núcleo H. Estas interacciones que contribuyen a la estructura hiperfina de la molécula se enumeran aquí en orden descendente de influencia. Se han utilizado técnicas subdoppler para discernir la estructura hiperfina en las transiciones rotacionales de HCN. ^[11]

El dipolo reglas de selección para las transiciones de la estructura hiperfina HCN son , donde J es el número cuántico rotacional y F es la inclusive total de número cuántico de rotación de espín nuclear ( ), respectivamente. La transición más baja ( ) se divide en un triplete hiperfino. Usando las reglas de selección, el patrón hiperfino de transición y transiciones de dipolos superiores tiene la forma de un sexteto hiperfino. Sin embargo, uno de estos componentes ( ) lleva solo el 0,6% de la intensidad de transición rotacional en el caso de . Esta contribución disminuye para aumentar J. Entonces, desde arriba, el patrón hiperfino consta de tres componentes hiperfinos más fuertes espaciados muy cerca (${\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}$, ) junto con dos componentes muy espaciados; uno en el lado de baja frecuencia y otro en el lado de alta frecuencia en relación con el triplete hiperfina central. Cada uno de estos valores atípicos lleva ~ ( J es el número cuántico rotacional superior de la transición dipolar permitida) la intensidad de toda la transición. Para las transiciones consecutivamente más altas de J , hay cambios pequeños pero significativos en las intensidades relativas y posiciones de cada componente hiperfino individual. ^[12]${\displaystyle \Delta F=1}$${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}J^{2}}$

Medidas

Las interacciones hiperfinas se pueden medir, entre otras formas, en espectros atómicos y moleculares y en espectros de resonancia paramagnética de electrones de radicales libres e iones de metales de transición .

Aplicaciones

Astrofísica

La transición hiperfina como se muestra en la placa de Pioneer

Como la división hiperfina es muy pequeña, las frecuencias de transición generalmente no se encuentran en la óptica, sino que están 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 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 Dorado de la Voyager .

En astronomía submilimétrica , los receptores heterodinos se utilizan ampliamente para detectar señales electromagnéticas de objetos celestes, como núcleos de formación de estrellas 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 de FI del receptor . Dado que la profundidad óptica varía con la frecuencia, las relaciones de fuerza entre los componentes hiperfinos difieren de las de sus intensidades intrínsecas (u ópticamente delgadas ) (estas son las llamadas anomalías hiperfinas , que a menudo se observan en las transiciones rotacionales de HCN ^[12]).). Por tanto, es posible una determinación más precisa de la profundidad óptica. De esto podemos derivar los parámetros físicos del objeto. ^[13]

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 atómica láser de vapor de separación de isótopos proceso (SILVA) utiliza la constante de acoplamiento entre las transiciones ópticas en uranio-235 y uranio-238 para selectivamente foto ionizar- sólo los átomos de uranio-235 y luego separar las partículas ionizadas de los no ionizados. Los láseres de colorante ajustados con precisión se utilizan como fuentes de la radiación de longitud de onda exacta necesaria.

Úselo para definir el segundo SI y el metro

La transición de estructura hiperfina se puede usar para hacer un filtro de muesca de microondas con muy alta estabilidad, repetibilidad y factor Q , que por lo tanto se puede usar 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 af = 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 cesio oLos átomos de rubidio se utilizan como base para estos relojes.

Debido a la precisión de los relojes atómicos basados ​​en la transición 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 . ^{[14] [15]}

Pruebas de precisión de electrodinámica cuántica

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

Qubit en computación cuántica con trampa de iones

Los estados hiperfinos de un ión 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, superando experimentalmente ~ 10 minutos (en comparación con ~ 1  s para niveles electrónicos metaestables).

La frecuencia asociada con la separación de energía de los estados está en la región de microondas , lo que hace posible 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 cambio, se puede usar un par de pulsos láser para impulsar la transición, haciendo que su diferencia de frecuencia ( desafinación ) sea igual a la frecuencia de transición requerida. Esta es esencialmente una transición Raman estimulada . Además, los gradientes de campo cercano se han aprovechado para abordar individualmente dos iones separados por aproximadamente 4,3 micrómetros directamente con radiación de microondas. ^[dieciséis]

Ver también

• Polarización nuclear dinámica
• Resonancia paramagnética de electrones

Referencias

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2. Woodgate, Gordon K. (1999). Estructura atómica elemental . Prensa de la Universidad de Oxford. ISBN 978-0-19-851156-4.
3. Jackson, John D. (1998). Electrodinámica clásica . Wiley. ISBN 978-0-471-30932-1.
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5. Woodgate, Gordon K. (1983). Estructura atómica elemental . ISBN 978-0-19-851156-4. Consultado el 3 de marzo de 2009 .
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9. Brown, John; Alan Carrington (2003). Espectroscopía rotacional de moléculas diatómicas . Prensa de la Universidad de Cambridge. ISBN 978-0-521-53078-1.
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Enlaces externos

• Búsqueda de momentos nucleares magnéticos y eléctricos : estructura nuclear y datos de desintegración en el OIEA