Estructura hiperfina

En física atómica, la estructura hiperfina se define por pequeños cambios en niveles de energía que de otro modo serían degenerados y las divisiones resultantes en esos niveles de energía de átomos, moléculas e iones, debido a la interacción electromagnética multipolar entre el núcleo. y 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 cuadripolar eléctrico nuclear en el gradiente del campo eléctrico debido a la distribución de carga dentro del átomo.. La estructura hiperfina molecular está generalmente 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 del electrón y la estructura de los electrones. momento angular orbital. La estructura hiperfina, con cambios de energía típicamente de órdenes de magnitud más pequeños que los de un cambio de estructura fina, resulta de las interacciones del núcleo (o núcleos, en las moléculas) con campos eléctricos y magnéticos generados internamente.

Historia

La primera teoría de la estructura atómica hiperfina fue propuesta en 1930 por Enrico Fermi. para un átomo que contiene un solo electrón de valencia con un momento angular arbitrario. La división Zeeman de esta estructura fue discutida por S. A. Goudsmit y R. F. Bacher más tarde ese año. En 1935, H. Schüler y Theodor Schmidt propusieron la existencia de un momento cuadrupolar nuclear para explicar las anomalías en la estructura hiperfina.

Teoría

La teoría de la estructura hiperfina proviene directamente del electromagnetismo, consistente 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. A continuación se analizan los efectos adicionales exclusivos del caso molecular.

Estructura atómica hiperfina

Dipolo magnético

El término dominante en el hiperfino Hamiltonian es típicamente el término dipolo magnético. núcleos atómicos con un giro nuclear no cero ${displaystyle mathbf {I}$ tener un momento de dipolo magnético, dado por:

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

${displaystyle g_{text{I}}$

${displaystyle mu _{N}}$

Hay 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:

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

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

$${displaystyle mathbf {B} equiv mathbf {B} {fnMitbf} {B} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} }+mathbf {B} {text{el} {s}}$$

El momento angular orbital del electrón resulta del movimiento del electrón alrededor de algún punto externo fijo que tomaremos 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, viene dado por:

$${displaystyle mathbf {B} _{text{el}{ell {fnMicroc}{4pi} ¿Qué? times -mathbf {r} } {r^{3}}}}$$

donde −r da la posición del núcleo con respecto al electrón. Escrito en términos del magnetón de Bohr, esto da:

$${displaystyle mathbf {B} _{text{el}{ell {fnK} {fnK}} {fnK}} {fnK}} {f}} {f}} {f}} {fn}}} {fnMitbf {f}} {fnK}}}}} {fnK}}}}} {fnMitbf} {f}f}}f}}}}}}} {f}f}}}}}f}f}f}}}}}}f} {f} {f}f}f}f}fn}}f}f}}}}}}}}f}}}}f}f}}}}}}}}}fnf}}f}}}}fnfnf}f}f}f}}fn}}}fnf}f}f}}}}}f}}}}}}fn times m_{text{e}mathbf {v} } {hbar }}$$

Reconocer que m_ev es el momento del electrón, p, y que r×p/ħ es el momento angular orbital en unidades de ħ, ℓ, podemos escribir:

$${displaystyle mathbf {B} _{text{el}{ell - ¿Por qué? Mathbf.$$

Para un átomo de muchos electores esta expresión se escribe generalmente en términos del impulso angular orbital total, ${displaystyle mathbf {L}$, resumiendo sobre los electrones y utilizando el operador de proyección, ${displaystyle varphi _{i}{ell }$, donde ${textstyle sum _{i}mathbf {ell } ¿Qué? _{i}varphi ¿Qué? Mathbf {L}$. Para los estados con una proyección bien definida del impulso angular orbital, L_z, podemos escribir ${displaystyle varphi _{i}^{ell }={hat {ell - Sí.$, dando:

$${displaystyle mathbf {B} _{text{el}{ell - ¿Por qué? {fnMicroc} {fnK}} {fnK}} {fnK}} {fn}} {fn}} {fn}}} {fn}}} {fn}}}} {fn} {fn}} {fn}}}}} {fn}}}} {f}f}} {f} {f}}}}f}f}}}f}fn}f}f}}f}f}f}f} {f} {fn}fn}fn}f}f}fn}f}fnfn} {fnfn} {fn} {f}fn}}}fnfn}fn}fn}fn}fn}fn}fn}fn}fn}}fn}}}}}}fn ¿Por qué? {fnfnfnfnfnfnfnfnfn\fn\fn\fnfn\\\fn\fn\\fn\fn\\fn\fn\fn\fn\\fn\\\\\\\\fn\\\fnh1\\\fnfnfn\\\fnh1\\\\\fn\\\\\fn\\\\fnfn\fn\\fn\\\\\fn\\\fn\\\\fn\\\\\\fn\\\\\ {fnMicrosoft} {L}.}$$

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:

$${displaystyle {boldsymbol {mu} }_{text{s}=-g_{s}mu ¿Qué?$$

El campo magnético de un momento dipolar puntual, μ_s, viene dado por:

$${displaystyle mathbf {B} {text{el}{s}={frac {mu _{0}{4pi}. {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {f}fnMitbf {f} }-{boldsymbol {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} ¿Por qué?$$

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

$${displaystyle {begin{aligned}{hat {fnh} {fnh} {fnh} {fnh}}m}m} {fnH}} {fn}}}} {f}}}} {fn}}}} {fn}}} {\f}}} {\f}}}}}}}}\\\\\f}}}}}}}}}}}}}\\\\\\\\\\\\\\\}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}\\\\\\\}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} ¿Por qué? }{dfrac {1}{L_{z}}sum ¿Qué? {fnfnfnfnMicrosoft Sans Serif} {} {}} {} {} {} {}} {} {}} {}}} {}} {}}} {}} {}} {}} {}} {}}} {}}} {}}} {}}} {}}} {}}}} {}}} {}}} {}}} {}}}} {}}}} {}}}}} {}}}}} {}}}}}} {}}}}}} {}}}}} {}}}}}} {}}}} {}}}}}}} {}}}}}} {} {}}}} {} {}}}}} {}}}}}} {}}}}} {} {}}}} {}} {} {}}}}}} {}}}}}} {}}}}} {}}}}}}} {}}}}} {}}}}}}}}}}} {}}}}} {}}}}}}}}}}}}}}} {I} cdot mathbf {L}fn}m}mu} ¿Qué? ¿Qué? }{frac {1}{S_{z}}sum ¿Qué? {fnh} {fn} {fnh}fn}fnh}fnh} {fnh}} {f}}}}fn}fn}fn}fnfnfnfns}fnf}fnfnh}fnK}f}}}fn}nh}fnhn}fnhnhn}fnhnh}f}fn}s}}fn}fn}fnhnhn}n}n}fnhn}fnhn\sss}nn}fnhnhnh}nhnhnhnhnhn}fnhnhn\sssss}}nhnhnhnh}fnhnh}fnh}s}\nhnh}fn} {I} cdot {hat {mathbf {r}}right)left(mathbf {S} cdot {hat {mathbf {r}}}right)-mathbf {I} cdot mathbff {S} right\\fn}\fnfn}\\fn}\\\\\\fn}\\fn}\\fn}\\fn}\\\fn}\\\\\\\fn}\\\\\fn}\\\\\fn}\\\fn}\\fn}\\\fn}\\fn}\\\\\\\\\\\\\\\\fn}\\\fn}\\\\\fn}\\fn}\\\fn}\\\\\\\\\\\\ {2}{3}g_{text{I}mu} ¿Qué? ¿Por qué? - ¿Qué? {1}{S_{z}}sum {fnK} {fnMicrosoft Sans Serif} ¿Qué? {S}.end{aligned}}$$

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 "distancia finita" Interacción 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 electrónica finita en la posición del núcleo (aquellos con electrones desapareados en las subcapas s). Se ha argumentado que se puede obtener una expresión diferente si se tiene en cuenta la distribución detallada del momento magnético nuclear.

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

$${displaystyle {hat {fnh}=2g_{I}mu} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {f} {fn0}fn}fnMicrosoft Sans Serif} }{dfrac {mathbf {I} cdot mathbf ¿Qué?$$

donde:

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

Si la estructura hiperfina es pequeña en comparación con la estructura fina (a veces llamada IJ-coupling por analogía con LS-coupling), I y J son buenos números cuánticos y elementos de matriz de ${displaystyle {hat {f} {fnK}}} {fnMicrosoft}} {f}}} {f}}}} {fnMicrosoft}}}} {fn}}}}}}}}} {f}} {fnK}}}} {fnK}}}}}}}}}}}$ puede ser aproximado como diagonal en I y J. En este caso (generalmente verdadero para elementos de luz), podemos proyectar N sobre J (donde) J = L + S es el impulso angular electrónico total) y tenemos:

$${displaystyle {hat {f} {f}}=2g_{I}mu} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {f} {fn0}fn}fnMicrosoft Sans Serif} }{dfrac {mathbf {N} cdot mathbf {J} {mthbf {J} cdot mathbf {J}} {dfrac {mthbf {I} cdot mathbf {J} {r^{3}}}}$$

Esto se escribe comúnmente como

$${displaystyle {hat {fnh} {fnK}}= {fnK}} {fn}} {fn}} {fnf}}}f}}} {fnfnfnfnf}}} {A}mathbf {I} cdot mathbf {J}$$

${textstyle leftlangle {hat}rightrangle}$

$${displaystyle Delta E_{text{D}={frac {1}{2}leftlangle {hat {}derecharangle [F(F+1)-I(I+1)-J(J+1)].}$$

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

Cuadripolo eléctrico

núcleos atómicos con giro ${displaystyle Igeq 1}$ tener un momento de cuádrupo eléctrico. En el caso general esto está representado por un tensor de rango-2, ${displaystyle Q_{ij}$, con componentes dados por:

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

Donde i y j son los índices de tensor que corren de 1 a 3, x_i y x_j son las variables espaciales x, Sí. y z dependiendo de los valores i y j respectivamente δ_ij es el Kronecker delta y ***()r) es la densidad de carga. Siendo un tensor 3-dimensional de rango-2, el momento cuádrupo tiene 3² = 9 componentes. De la definición de los componentes está claro que el tensor cuádrupo es una matriz simétrica (Q_ij = Q_ji) que también es sin trazas (${textstyle operatorname {tr} Q=sum ¿Qué?$), dando sólo cinco componentes en la representación irreducible. Expresado usando la notación de tensores esféricos irreducibles que tenemos:

$${displaystyle ¿Qué? }{5}}int rho {left(mathbf {r}right)}left(r'right)^{2}Y_{m} {2}left(theta ',varphi 'right),d^{3}mathbf {r} '.}$$

La energía asociada a un momento de cuádrupo eléctrico en un campo eléctrico depende no de la fuerza de campo, sino del gradiente de campo eléctrico, etiquetado confusa ${textstyle {compline {complesión}}}$, otro tensor de rango-2 dado por el producto exterior del operador con el vector de campo eléctrico:

$${displaystyle {compline {compline {}}=nabla otimes mathbf {E}$$

$${displaystyle q_{ij}={frac {partial ^{2}V}{partial x_{i},partial #$$

De nuevo está claro que es una matriz simétrica y, porque la fuente del campo eléctrico en el núcleo es una distribución de carga totalmente fuera del núcleo, esto se puede expresar como un tensor esférico de 5 componentes, ${displaystyle T^{2}(q)}$, con:

$${displaystyle {begin{aligned}T_{0} {2}(q) limit={frac {sqrt {6}{2}}q_{zz}T_{+1} {2}(q) sentimiento=-q_{xz}-iq_{yz}\T_{+2} {2} {2} {2}{2}{2} {2} {2} {xxx}-q_{yy}})+iq_{xy} {d} {c} {c} {c}} {c}} {c}}} {c}c} {c}} {c} {c}} {c} {c}} {c}}}} {c}}}}} {c}}}}} {c}}}} {c}}}}}}}} {c} {c}} {cc}}}}}}}}} {c}}}}} {c}} {cc}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}$$

donde:

$${displaystyle T_{-m}{2}(q)=(-1)^{m}T_{+m}{2}(q)^{*}$$

El término cuadrupolar en el hamiltoniano viene dado por:

$${fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {cdot T^{2}(q)=-esum _{m}(-1)^{m}{m}{2}(Q)T_{-m}{2}(q). }$$

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 cuadrupolar eléctrico nuclear suele representarse mediante Q_zz.

Estructura molecular hiperfina

El hiperfino molecular Hamiltonian incluye los términos ya derivados para el caso atómico con un término dipolo magnético para cada núcleo con ${displaystyle Yo me ocupo.$ y un término quadrupole eléctrico para cada núcleo con ${displaystyle Igeq 1}$. Los términos de dipolo magnético se derivaron por primera vez para moléculas diatómicas de Frosch y Foley, y los parámetros de hiperfinamiento resultantes se llaman a menudo los parámetros Frosch y Foley.

Además de los efectos descritos anteriormente, hay una serie de efectos específicos del caso molecular.

Espín nuclear directo-espín

Cada núcleo con ${displaystyle Yo me ocupo.$ tiene un momento magnético no cero que es la fuente de un campo magnético y tiene una energía asociada debido a la presencia del campo combinado de todos los otros momentos magnéticos nucleares. Una summación sobre cada momento magnético dotado con el campo debido a cada otros momento magnético da el término directo de la espina nuclear en el hiperfine Hamiltonian, ${fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif}$.

$${displaystyle {hat {H}_{II}=-sum _{alpha neq alpha '{boldsymbol {mu} }_{alpha }cdot mathbf {B} _{alpha '}$$

donde α y α' son índices representando 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

$${fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicroc} {fnMicrosoft Sans Serif}{2}{4pi} }sum _{alpha neq alpha '{frac {g_{alpha }g_{alpha # {R_{alpha alpha ¿Qué? {I} _{alpha }cdot mathbf {I} _{alpha '}-3left(mathbf {I} {cdot {hat {mathbf] {R}}_{alpha alpha '}right)left(mathbf {I} _{alpha '}cdot {hat {mathbf Bien.$$

Rotación-giro 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, por lo tanto

$${displaystyle {hat {fnK} {fnMicroc}= {fnMicroc} {emu _{0}mu _{N}hbar }sum _{alpha neqalpha '{frac {1}{R_{alpha alpha ¿Qué? }g_{alpha {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft}} {fnMicrosoft}} {fn}} {f}}} {fn}} {fn}} {fn}}}}} {fn}}}} {\fnf}}}} {fn\fnfnfnfn\fnfn}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} {\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\ ♪♪ {I} _{alpha '+{frac {Z_{alpha 'g_{alpha }{M_{alpha Mathbf [I] _{alpha }cdot mathbf {T}$$

Estructura hiperfina de molécula pequeña

Un ejemplo simple típico de la estructura hiperfina debido a las interacciones discutidas anteriormente son las transiciones rotacionales del cianuro de hidrógeno (¹H¹²C^{14N) en su estado vibratorio fundamental. Aquí, la interacción del cuadrupolo eléctrico se debe al núcleo 14N, la división espín-espín nuclear hiperfina se debe al acoplamiento magnético entre el nitrógeno, 14N ( I_N = 1), e hidrógeno, 1H (I_H = 1⁄2), y una interacción de rotación de espín de hidrógeno debido al núcleo 1H. Estas interacciones que contribuyen a la estructura hiperfina de la molécula se enumeran aquí en orden de influencia descendente. Se han utilizado técnicas subdoppler para discernir la estructura hiperfina en las transiciones rotacionales de HCN.}

Las reglas de selección dipole para las transiciones de la estructura hiperfina de HCN son ${displaystyle Delta J=1}$, ${displaystyle Delta F={0,pm 1}$, donde J es el número cuántico rotacional y F es el número total de quantum rotacional que incluye el giro nuclear (${displaystyle F=J+I_{text{N}}$), respectivamente. La transición más baja (${displaystyle J=1rightarrow 0}$) se divide en un triplete hiperfino. Usando las reglas de selección, el patrón hiperfino ${displaystyle J=2rightarrow 1}$ transición y mayores transiciones de dipolo está en la forma de un sexteto hiperfino. Sin embargo, uno de estos componentes (${displaystyle Delta F=-1}$) sólo lleva el 0,6% de la intensidad de transición rotacional en el caso de ${displaystyle J=2rightarrow 1}$. Esta contribución disminuye para aumentar J. So, de ${displaystyle J=2rightarrow 1}$ hacia arriba el patrón de hiperfino consiste en tres componentes de hiperfino más fuertes muy cuidadosamente espaciados (${displaystyle Delta J=1}$, ${displaystyle Delta F=1}$) junto con dos componentes ampliamente espaciados; uno en el lado de baja frecuencia y uno en el lado de alta frecuencia relativo al triplete hiperfina central. Cada uno de estos outliers llevan ~${displaystyle {tfrac}{2}J^{2}$ ()J es el número cuántico de rotación superior de la transición dipole permitida) la intensidad de toda la transición. Por consecutivo más alto...J transiciones, hay pequeños pero significativos cambios en las intensidades y posiciones relativas de cada componente hiperfina individual.

Medidas

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

Aplicaciones

Astrofísica

Como la división hiperfina es muy pequeña, las frecuencias de transición generalmente no se encuentran en el rango óptico, sino 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 H I en el 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 de Oro de la Voyager.

En astronomía submilimétrica, los receptores heterodinos se utilizan ampliamente para detectar señales electromagnéticas de objetos celestes como núcleos de formación estelar 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 IF del receptor. Dado que la profundidad óptica varía con la frecuencia, las relaciones de resistencia entre los componentes hiperfinos difieren de las de sus intensidades intrínsecas (o ópticamente delgadas) (estas son las llamadas anomalías hiperfinas, a menudo observado en las transiciones rotacionales del HCN). De este modo es posible una determinación más precisa de la profundidad óptica. De esto podemos derivar los parámetros físicos del objeto.

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 proceso de separación de isótopos por láser de vapor atómico (AVLIS) utiliza la división hiperfina entre transiciones ópticas en uranio-235 y uranio-238 para fotoionizar selectivamente solo los átomos de uranio-235 y luego separar las partículas ionizadas de las no ionizadas. unos. Como fuente de la radiación de longitud de onda exacta necesaria se utilizan láseres de colorantes sintonizados con precisión.

Uso para definir el segundo y el metro SI

La transición de estructura hiperfina se puede utilizar para crear un filtro de muesca de microondas con muy alta estabilidad, repetibilidad y factor Q, que por lo tanto se puede utilizar 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 a f = ΔE/h, donde ΔE 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 los átomos de cesio o rubidio se utiliza como base para estos relojes.

Debido a la precisión de los relojes atómicos basados en transiciones de estructura hiperfina, ahora se utilizan como base para la definición del segundo. Un segundo ahora está definido para ser exactamente 9192631770 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 de 1/299,792,458 de segundo.

Pruebas de precisión de la electrodinámica cuántica

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

Qubit en la computación cuántica con trampa de iones

Los estados hiperfinos de un ion 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, que experimentalmente supera los ~10 minutos (en comparación con ~1 s para los niveles electrónicos metaestables).

La frecuencia asociada con los estados' La separación de energía se produce en la región de las microondas, lo que permite 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 su lugar, se puede utilizar un par de pulsos láser para impulsar la transición, haciendo que su diferencia de frecuencia (desintonización) sea igual a la frecuencia de transición requerida. Se trata esencialmente de una transición Raman estimulada. Además, se han aprovechado los gradientes de campo cercano para abordar individualmente dos iones separados por aproximadamente 4,3 micrómetros directamente con radiación de microondas.