Сверхтонкая структура - Википедия - Hyperfine structure

В атомная физика, сверхтонкая структура определяется небольшими сдвигами и расколами^{[требуется разъяснение ]} в уровни энергии из атомы, молекулы, и ионы, за счет взаимодействия между состоянием ядра и состоянием электронных облаков.

В атомах сверхтонкая структура возникает из-за энергии ядерный магнитный дипольный момент взаимодействуя с магнитное поле генерируемые электронами и энергией ядерный электрический квадрупольный момент в градиент 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 тонкая структура, который является результатом взаимодействия между магнитные моменты связана с спин электрона и электроны орбитальный угловой момент. Сверхтонкая структура со сдвигом энергии, обычно на порядки меньшим, чем сдвиг тонкой структуры, является результатом взаимодействия ядро (или ядра в молекулах) с внутренними электрическими и магнитными полями.

Схематическое изображение отлично и сверхтонкая структура в нейтральном атом водорода

История

Оптическая сверхтонкая структура была обнаружена в 1881 г. Альберт Абрахам Михельсон.^[1] Однако это можно было объяснить только в терминах 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 электромагнетизм, состоящий из взаимодействия ядерных мультипольные моменты (за исключением электрического монополя) с внутренними полями. Теория сначала выводится для атомного случая, но может быть применена к каждое ядро в молекуле. После этого обсуждаются дополнительные эффекты, уникальные для молекулярного случая.

Атомная сверхтонкая структура

Магнитный диполь

Доминирующий термин в сверхтонком Гамильтониан обычно является термином магнитного диполя. Атомные ядра с ненулевым ядерное вращение ${ displaystyle mathbf {I}}$ имеют магнитный дипольный момент, определяемый как:

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

куда ${ displaystyle g _ { text {I}}}$ это грамм-фактор и ${ displaystyle mu _ { text {N}}}$ это ядерный магнетон.

Есть энергия, связанная с магнитным дипольным моментом в присутствии магнитного поля. Для ядерного магнитного дипольного момента μ_я, помещенный в магнитное поле, B, соответствующий член в гамильтониане определяется выражением:^[2]

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

В отсутствие приложенного извне поля магнитное поле, которое испытывает ядро, связано с орбитальным (ℓ) и вращать (s) угловой момент 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 у ядра из-за движения одиночного электрона с зарядом -е на позиции р 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 -р дает положение ядра относительно электрона. Написано в терминах Магнетон 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 м_еv - импульс электрона, п, и это р×п/час орбитальный угловой момент в единицах час, ℓ, мы можем написать:

{ 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: ${ displaystyle scriptstyle { mathbf {L}}}$ , суммируя по электронам и используя оператор проекции, ${ Displaystyle scriptstyle { varphi _ {я} ^ { ell}}}$ , куда ${ textstyle сумма _ {я} mathbf { ell} _ {я} = сумма _ {я} varphi _ {я} ^ { ell} mathbf {L}}$ . Для состояний с четко определенной проекцией орбитального углового момента L_z, мы можем написать ${ displaystyle scriptstyle { varphi _ {i} ^ {l} = { hat {l}} _ {z_ {i}} / L_ {z}}}$ , давая:

{ 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, предоставленный:

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

куда грамм_s это спин электрона грамм-фактор 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 приведут к токи в обратном направлении).

Магнитное поле дипольного момента, μ_s, дан кем-то:^[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}).}

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

{ 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}}} 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 {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 термин, часто известный как Fermi контакт Этот термин 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 s-подоболочки). Утверждалось, что можно получить другое выражение, если учесть детальное распределение ядерного магнитного момента.^[4]

Для государств с ${ displaystyle ell neq 0}$ это можно выразить в виде

{ 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}}},}

куда:

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

^[2]

Если сверхтонкая структура мала по сравнению с тонкой структурой (иногда называемой IJ-сцепка по аналогии с LS-связь ), я и J хорошо квантовые числа и матричные элементы ${ displaystyle scriptstyle {{ hat {H}} _ { text {D}}}}$ можно аппроксимировать диагональю в я и J. В этом случае (обычно это справедливо для легких элементов) мы можем проецировать N на J (куда J = L + S - полный электронный угловой момент) и имеем:^[5]

{ 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 ${ textstyle left langle { hat {A}} right rangle}$ постоянная сверхтонкой структуры, определяемая экспериментально. С я·J = ½{F·F − я·я − J·J} (куда F = я + J - полный угловой момент), это дает энергию:

{ 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 условию Правило интервала Ланде.

Электрический квадруполь

Атомные ядра со спином ${ displaystyle scriptstyle {I geq 1}}$ есть электрический квадрупольный момент.^[6] В общем случае это представлено классифицировать -2 тензор, ${ displaystyle scriptstyle { underline { underline {Q}}}}$ , с компонентами, определяемыми:^[3]

{ 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},}

куда я и j - тензорные индексы от 1 до 3, Икс_я и Икс_j пространственные переменные Икс, у и z в зависимости от значений я и j соответственно, δ_ij это Дельта Кронекера и ρ(р) - плотность заряда. Будучи трехмерным тензором ранга 2, квадрупольный момент имеет 3² = 9 компонентов. Из определения компонент ясно, что квадрупольный тензор есть симметричная матрица (Q_ij = Q_джи), который также бесследный (Σ_яQ_ii = 0), что дает только пять компонент в неприводимое представление. Выражается с использованием обозначений неприводимые сферические тензоры у нас есть:^[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}.}

Энергия, связанная с электрическим квадрупольным моментом в электрическом поле, зависит не от напряженности поля, а от градиента электрического поля, ошибочно обозначенного ${ textstyle { underline { underline {q}}}}$ , другой тензор ранга 2, задаваемый внешний продукт из оператор дель с вектором электрического поля:

{ 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 как 5-компонентный сферический тензор, ${ displaystyle scriptstyle {T ^ {2} (q)}}$ , с:^[7]

{ 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 {выравнивается}}}

куда:

{ 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 представляют как Q_zz.^[6]

Молекулярная сверхтонкая структура

Молекулярный сверхтонкий гамильтониан включает те члены, которые уже были выведены для атомного случая, с магнитным дипольным членом для каждого ядра с ${ displaystyle I> 0}$ и электрический квадрупольный член для каждого ядра с ${ displaystyle I geq 1}$ . Термины магнитного диполя были впервые получены для двухатомных молекул Фрошем и Фоли,^[8] и результирующие сверхтонкие параметры часто называют параметрами Фроша и Фолея.

В дополнение к эффектам, описанным выше, существует ряд эффектов, специфичных для молекулярного случая.^[9]

Прямой ядерный спин-спин

Каждое ядро с ${ displaystyle I> 0}$ имеет ненулевой магнитный момент, который одновременно является источником магнитного поля и имеет связанную с ним энергию из-за наличия объединенного поля всех других ядерных магнитных моментов. Суммирование по каждому магнитному моменту, пунктирному с полем из-за каждого Другой магнитный момент дает прямой ядерный спин-спиновый член в сверхтонком гамильтониане, ${ displaystyle { hat {H}} _ {II}}$ .^[10]

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

куда α и α' - индексы, представляющие ядро, дающее 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, Т (р - вектор межъядерного смещения), связанный с объемным вращением молекулы,^[10] 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 цианистый водород (¹ЧАС¹²C¹⁴N) в земле колебательное состояние. Здесь электрическое квадрупольное взаимодействие обусловлено ¹⁴N-ядро, сверхтонкое ядерное спин-спиновое расщепление происходит из-за магнитной связи между азотом, ¹⁴N (я_N = 1) и водорода, ¹H (я_ЧАС = ¹⁄₂), и спин-вращательное взаимодействие водорода за счет ¹H-ядро. Эти вносящие вклад в сверхтонкую структуру молекулы взаимодействия перечислены здесь в порядке убывания влияния. Субдоплеровские методы использовались, чтобы различить сверхтонкую структуру вращательных переходов HCN.^[11]

Диполь правила отбора для HCN переходы сверхтонкой структуры ${ displaystyle Delta J = 1}$ , ${ Displaystyle Delta F = {0, pm 1 }}$ , куда $J$ - вращательное квантовое число и $F$ - полное вращательное квантовое число с учетом ядерного спина ( ${ displaystyle F = J + I _ { text {N}}}$ ), соответственно. Самый низкий переход ( ${ Displaystyle J = 1 rightarrow 0}$ ) распадается на сверхтонкую тройку. Используя правила выбора, сверхтонкий узор ${ Displaystyle J = 2 rightarrow 1}$ переход и высшие дипольные переходы имеют вид сверхтонкого секстета. Однако один из этих компонентов ( ${ Displaystyle Delta F = -1}$ ) несет только 0,6% интенсивности вращательного перехода в случае ${ Displaystyle J = 2 rightarrow 1}$ . Этот вклад падает с увеличением J. Итак, с ${ Displaystyle J = 2 rightarrow 1}$ вверх сверхтонкий узор состоит из трех очень близко расположенных более сильных сверхтонких компонентов ( ${ displaystyle Delta J = 1}$ , ${ Displaystyle Delta F = 1}$ ) вместе с двумя широко разнесенными компонентами; один со стороны низких частот и один со стороны высоких частот относительно центрального сверхтонкого триплета. Каждый из этих выбросов несет ~ ${ displaystyle { tfrac {1} {2}} J ^ {2}}$ ( $J$ - верхнее вращательное квантовое число разрешенного дипольного перехода) интенсивность всего перехода. Для последовательно более высоких $J$ При переходах наблюдаются небольшие, но существенные изменения относительной интенсивности и положения каждого отдельного сверхтонкого компонента.^[12]

Измерения

Сверхтонкие взаимодействия могут быть измерены, среди прочего, в атомных и молекулярных спектрах и в электронный парамагнитный резонанс спектры свободные радикалы и переходный металл ионы.

Приложения

Астрофизика

Сверхтонкий переход, изображенный на Пионерская доска

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 Линия 21 см наблюдается в H I регионы в межзвездная среда.

Карл Саган и Фрэнк Дрейк считали сверхтонкий переход водорода достаточно универсальным явлением, чтобы использовать его в качестве базовой единицы времени и длины на Пионерская доска и позже Вояджер Золотая запись.

В субмиллиметровая астрономия, гетеродинные приемники широко используются для обнаружения электромагнитных сигналов от небесных объектов, таких как звездообразующее ядро или молодые звездные объекты. Расхождения между соседними компонентами в сверхтонком спектре наблюдаемого вращательный переход обычно достаточно малы, чтобы поместиться в приемнике ЕСЛИ группа. Поскольку оптическая глубина варьируется в зависимости от частоты, соотношение сил сверхтонких компонентов отличается от их собственных (или оптически тонкий) интенсивности (это так называемые сверхтонкие аномалии, часто наблюдаемые во вращательных переходах HCN^[12]). Таким образом, возможно более точное определение оптической глубины. Отсюда мы можем получить физические параметры объекта.^[13]

Ядерная спектроскопия

В ядерная спектроскопия методы, ядро используется для зондирования местная структура в материалах. В основе этих методов лежит сверхтонкое взаимодействие с окружающими атомами и ионами. Важные методы ядерный магнитный резонанс, Мессбауэровская спектроскопия, и возмущенная угловая корреляция.

Ядерная технология

В лазерное разделение изотопов атомного пара (AVLIS) процесс использует сверхтонкое расщепление между оптическими переходами в уран-235 и уран-238 выборочно фотоионизировать только атомы урана-235, а затем отделяют ионизированные частицы от неионизированных. Точно настроен лазеры на красителях используются как источники излучения необходимой точной длины волны.

Использование при определении секунды и метра СИ

Переход сверхтонкой структуры можно использовать для создания микроволновая печь режекторный фильтр с очень высокой стабильностью, повторяемостью и Добротность, что, таким образом, может быть использовано в качестве основы для очень точных атомные часы. Период, термин частота перехода обозначает частоту излучения, соответствующую переходу между двумя сверхтонкими уровнями атома, и равна $ж = Δ E / час$ , куда $Δ E$ разница в энергии между уровнями и $час$ это Постоянная Планка. Обычно частота перехода конкретного изотопа цезий или же рубидий атомы используются в качестве основы для этих часов.

Благодаря точности атомных часов, основанных на переходах сверхтонкой структуры, они теперь используются в качестве основы для определения секунды. Один второй сейчас определенный быть точно 9192631770 циклы частоты переходов сверхтонкой структуры атомов цезия-133.

21 октября 1983 г. CGPM определила метр как длину пути, пройденного свет в вакуум в течение промежутка времени 1/299,792,458 из второй.^[14]^[15]

Прецизионные тесты квантовой электродинамики

Сверхтонкое расщепление в водороде и в мюоний были использованы для измерения стоимости постоянная тонкой структуры α. Сравнение с измерениями α в других физических системах дает строгий тест QED.

Кубит в квантовых вычислениях с ионной ловушкой

Сверхтонкие состояния захваченного ион обычно используются для хранения кубиты в квантовые вычисления с ионной ловушкой. Их преимущество в том, что они имеют очень долгий срок службы, экспериментально превышающий ~ 10 минут (по сравнению с ~ 1 s для метастабильных электронных уровней).

Частота, связанная с энергетическим разделением состояний, находится в диапазоне микроволновая печь область, позволяющая управлять сверхтонкими переходами с помощью микроволнового излучения. Однако в настоящее время нет эмиттера, который можно было бы сфокусировать, чтобы адресовать конкретный ион из последовательности. Вместо этого пара лазер импульсы могут быть использованы для управления переходом, если их разность частот (расстройка) равной необходимой частоте перехода. По сути, это стимулированный Рамановский переход. Кроме того, градиенты ближнего поля были использованы для индивидуальной адресации двух ионов, разделенных приблизительно 4,3 микрометра, непосредственно с помощью микроволнового излучения.^[16]

Смотрите также

внешняя ссылка

Данные о структуре и распаде ядра - МАГАТЭ Ядерные магнитные и электрические моменты

[1] Шенкленд, Роберт С. (1974). «Михельсон и его интерферометр». Физика сегодня. Американский институт физики. 27 (4): 37–43. Bibcode:1974ФТ .... 27д..37С. Дои:10.1063/1.3128534.

[Woodgate-2] а ^б Вудгейт, Гордон К. (1999). Элементарная атомная структура. Издательство Оксфордского университета. ISBN 978-0-19-851156-4.

[Jackson-3] а ^б ^c Джексон, Джон Д. (1998). Классическая электродинамика. Вайли. ISBN 978-0-471-30932-1.

[4] C.E. Soliverez (1980) J. Phys. C: Физика твердого тела. 13 L1017. [1] Дои:10.1088/0022-3719/13/34/002

[Woodgate2-5] Вудгейт, Гордон К. (1983). Элементарная атомная структура. ISBN 978-0-19-851156-4. Получено 2009-03-03.

[Enge-6] а ^б Энге, Харальд А. (1966). Введение в ядерную физику. Эддисон Уэсли. ISBN 978-0-201-01870-7.

[7] Ю. Милло (19.02.2008). «Тензор градиента электрического поля вокруг квадрупольных ядер». Получено 2008-07-23.

[Frosch-Foley-8] Фрош и Фоли; Фоли, Х. (1952). «Магнитная сверхтонкая структура в диатомике». Физический обзор. 88 (6): 1337–1349. Bibcode:1952ФРВ ... 88.1337Ф. Дои:10.1103 / PhysRev.88.1337.

[BrownCarr-9] Браун, Джон; Алан Кэррингтон (2003). Вращательная спектроскопия двухатомных молекул.. Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0-521-53078-1.

[BrownCarr2-10] а ^б Браун, Джон; Алан Кэррингтон (2003). Вращательная спектроскопия двухатомных молекул.. ISBN 978-0-521-53078-1. Получено 2009-03-03.

[11] Аренс, В .; Lewen, F .; Takano, S .; Winnewisser, G .; и другие. (2002). «Субдоплеровская спектроскопия насыщения HCN до 1 ТГц и обнаружение ${ Displaystyle J = { ce {3 -> 2 (4 -> 3)}}}$ Эмиссия из ТМК-1 ». З. Натурфорш. 57а (8): 669–681. Bibcode:2002ZNatA..57..669A. Дои:10.1515 / zna-2002-0806. S2CID 35586070.

[mullins-12] а ^б Mullins, A. M .; Loughnane, R.M .; Redman, M. P .; и другие. (2016). «Радиационный перенос HCN: Интерпретация наблюдений сверхтонких аномалий». Ежемесячные уведомления Королевского астрономического общества. 459 (3): 2882–2993. arXiv:1604.03059. Bibcode:2016МНРАС.459.2882М. Дои:10.1093 / mnras / stw835. S2CID 119192931.

[13] Tatematsu, K .; Умемото, Т .; Kandori, R .; и другие. (2004). "N₂ЧАС⁺ Наблюдения ядер молекулярных облаков в Тельце ». Астрофизический журнал. 606 (1): 333–340. arXiv:Astro-ph / 0401584. Bibcode:2004ApJ ... 606..333T. Дои:10.1086/382862. S2CID 118956636.

[14] Тейлор, Б. и Томпсон А. (ред.). (2008a). Международная система единиц (СИ). Приложение 1, стр. 70. Это версия для Соединенных Штатов английского текста восьмого издания (2006 г.) публикации Международного бюро мер и весов. Le Système International d 'Unités (SI) (Специальная публикация 330). Гейтерсбург, доктор медицины: Национальный институт стандартов и технологий. Проверено 18 августа 2008 года.

[15] Тейлор, Б. и Томпсон, А. (2008b). Руководство по использованию международной системы единиц (Специальная публикация 811). Гейтерсбург, доктор медицины: Национальный институт стандартов и технологий. Проверено 23 августа 2008 года.

[16] Warring, U .; Ospelkaus, C .; Colombe, Y .; Joerdens, R .; Leibfried, D .; Вайнленд, Д.Дж. (2013). "Адресация индивидуальных ионов с помощью градиентов микроволнового поля". Письма с физическими проверками. 110 (17): 173002 1–5. arXiv:1210.6407. Bibcode:2013PhRvL.110q3002W. Дои:10.1103 / PhysRevLett.110.173002. PMID 23679718. S2CID 27008582.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]