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átomo de Rydberg

Figura 1: Orbital electrónico de un átomo de Rydberg con n = 12. Los colores muestran la fase cuántica del electrón altamente excitado. Figura 2: Niveles de energía en el litio ...

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Figura 1: Orbital electrónico de un átomo de Rydberg con n = 12. Los colores muestran la fase cuántica del electrón altamente excitado.
Figura 2: Niveles de energía en el litio atómico que muestran la serie de Rydberg de los 3 valores más bajos del momento angular orbital que convergen en la primera energía de ionización.

Un átomo de Rydberg es un átomo excitado con uno o más electrones que tienen un número cuántico principal muy alto , n . [ 1 ] [ 2 ] Cuanto mayor sea el valor de n , más lejos estará el electrón del núcleo, en promedio . Los átomos de Rydberg tienen una serie de propiedades peculiares, incluyendo una respuesta exagerada a los campos eléctricos y magnéticos , [ 3 ] largos períodos de decaimiento y funciones de onda electrónicas que se aproximan, bajo ciertas condiciones, a las órbitas clásicas de los electrones alrededor de los núcleos . [ 4 ] Los electrones del núcleo protegen al electrón externo del campo eléctrico del núcleo de tal manera que, desde la distancia, el potencial eléctrico parece idéntico al que experimenta el electrón en un átomo de hidrógeno . [ 5 ]

Formulación

A pesar de sus limitaciones, el modelo atómico de Bohr resulta útil para explicar estas propiedades. Clásicamente, un electrón en una órbita circular de radio r , alrededor de un núcleo de hidrógeno con carga + e , obedece la segunda ley de Newton :

F=metroa⇒kmi2r2=metrov2r{\displaystyle \mathbf {F} =m\mathbf {a} \Rightarrow {ke^{2} \over r^{2}}={mv^{2} \over r}}

donde k = 1/(4π ε 0 ).

El momento orbital se cuantifica en unidades de ħ :

metrovr=norteℏ{\displaystyle mvr=n\hbar }.

La combinación de estas dos ecuaciones conduce a la expresión de Bohr para el radio orbital en términos del número cuántico principal , n :

r=norte2ℏ2kmi2metro.{\displaystyle r={n^{2}\hbar ^{2} \over ke^{2}m}.}

Ahora resulta evidente por qué los átomos de Rydberg poseen propiedades tan peculiares: el radio de la órbita escala como n² ( el estado n = 137 del hidrógeno tiene un radio atómico de aproximadamente 1 μm) y la sección transversal geométrica como n⁴ . Por lo tanto, los átomos de Rydberg son extremadamente grandes, con electrones de valencia débilmente ligados , fácilmente perturbados o ionizados por colisiones o campos externos. 

Debido a que la energía de enlace de un electrón de Rydberg es proporcional a 1/ r y, por lo tanto , disminuye como 1/ n² , el espaciado de los niveles de energía disminuye como 1/ n³ , lo que lleva a niveles cada vez más próximos que convergen en la primera energía de ionización . Estos estados de Rydberg próximos forman lo que comúnmente se conoce como la serie de Rydberg . La figura 2 muestra algunos de los niveles de energía de los tres valores más bajos de momento angular orbital en el litio .

Historia

La existencia de la serie de Rydberg se demostró por primera vez en 1885, cuando Johann Balmer descubrió una fórmula empírica simple para las longitudes de onda de la luz asociadas con las transiciones en el hidrógeno atómico . Tres años después, el físico sueco Johannes Rydberg presentó una versión generalizada y más intuitiva de la fórmula de Balmer, que llegó a conocerse como la fórmula de Rydberg . Esta fórmula indicaba la existencia de una serie infinita de niveles de energía discretos cada vez más próximos entre sí, que convergen en un límite finito. [ 6 ]

Esta serie fue explicada cualitativamente en 1913 por Niels Bohr con su modelo semiclasico del átomo de hidrógeno en el que los valores cuantizados del momento angular conducen a los niveles de energía discretos observados. [ 7 ] [ 8 ] Una derivación cuantitativa completa del espectro observado fue derivada por Wolfgang Pauli en 1926 [ 9 ] siguiendo el desarrollo de la mecánica cuántica por Werner Heisenberg y otros.

Métodos de producción

El único estado verdaderamente estable de un átomo similar al hidrógeno es el estado fundamental con n = 1. El estudio de los estados de Rydberg requiere una técnica fiable para excitar átomos en estado fundamental a estados con un valor grande de n .

Excitación por impacto de electrones

Gran parte del trabajo experimental inicial sobre átomos de Rydberg se basó en el uso de haces colimados de electrones rápidos incidentes sobre átomos en estado fundamental. [ 10 ] Los procesos de dispersión inelástica pueden usar la energía cinética de los electrones para aumentar la energía interna de los átomos, excitándolos a una amplia gama de estados diferentes, incluidos muchos estados de Rydberg de alta energía.

mi−+A→A∗+mi−.{\displaystyle e^{-}+A\rightarrow A^{*}+e^{-}.}

Debido a que el electrón puede retener cualquier cantidad arbitraria de su energía cinética inicial, este proceso da como resultado una población con una amplia gama de energías diferentes.

excitación por intercambio de carga

Otro pilar de los primeros experimentos con átomos de Rydberg se basó en el intercambio de carga entre un haz de iones y una población de átomos neutros de otra especie, lo que dio como resultado la formación de un haz de átomos altamente excitados, [ 11 ].

A++B→A∗+B+.{\displaystyle A^{+}+B\rightarrow A^{*}+B^{+}.}

Nuevamente, debido a que la energía cinética de la interacción puede contribuir a las energías internas finales de los constituyentes, esta técnica permite explorar una amplia gama de niveles de energía.

Excitación óptica

La llegada de los láseres de colorante sintonizables en la década de 1970 permitió un nivel mucho mayor de control sobre las poblaciones de átomos excitados. En la excitación óptica, el fotón incidente es absorbido por el átomo objetivo, lo que resulta en una energía de estado final precisa. El problema de producir poblaciones monoenergéticas de estado único de átomos de Rydberg se convierte así en el problema algo más simple de controlar con precisión la frecuencia de salida del láser.

A+γ→A∗.{\displaystyle A+\gamma \rightarrow A^{*}.}

Esta forma de excitación óptica directa generalmente se limita a experimentos con metales alcalinos , porque la energía de enlace del estado fundamental en otras especies suele ser demasiado alta para ser accesible con la mayoría de los sistemas láser.

Para átomos con una gran energía de enlace de electrones de valencia (equivalente a una gran primera energía de ionización ), los estados excitados de la serie de Rydberg son inaccesibles con los sistemas láser convencionales. La excitación inicial por colisión puede compensar la falta de energía, lo que permite utilizar la excitación óptica para seleccionar el estado final. Si bien el paso inicial excita a una amplia gama de estados intermedios, la precisión inherente al proceso de excitación óptica implica que la luz láser solo interactúa con un subconjunto específico de átomos en un estado particular, excitándolos al estado final elegido.

Potencial hidrogénico

Figura 3. Comparación del potencial en un átomo de hidrógeno con el de un estado de Rydberg de otro átomo. Se ha utilizado una polarizabilidad del núcleo elevada para visualizar mejor el efecto. La curva negra representa el potencial coulombiano 1/ r del átomo de hidrógeno, mientras que la curva roja discontinua incluye el término 1/ r⁴ debido a la polarización del núcleo iónico.

Un átomo en un estado de Rydberg tiene un electrón de valencia en una órbita grande lejos del núcleo iónico; en dicha órbita, el electrón más externo siente un potencial de Coulomb casi hidrogenómico , U C , de un núcleo iónico compacto que consta de un núcleo con Z protones y las capas electrónicas inferiores llenas con Z -1 electrones. Un electrón en el potencial de Coulomb de simetría esférica tiene energía potencial:

Udo=−mi24πε0r.{\displaystyle U_{\text{C}}=-{\dfrac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}r}}.}

La similitud del potencial efectivo "visto" por el electrón externo con el potencial del hidrógeno es una característica definitoria de los estados de Rydberg y explica por qué las funciones de onda del electrón se aproximan a las órbitas clásicas en el límite del principio de correspondencia . [ 12 ] En otras palabras, la órbita del electrón se asemeja a la órbita de los planetas dentro de un sistema solar, similar a lo que se observó en los modelos atómicos de Bohr y Rutherford , obsoletos pero visualmente útiles.

Existen tres excepciones notables que pueden caracterizarse por el término adicional que se agrega a la energía potencial:

  • Un átomo puede tener dos (o más) electrones en estados altamente excitados con radios orbitales comparables. En este caso, la interacción electrón-electrón da lugar a una desviación significativa del potencial del hidrógeno. [ 13 ] Para un átomo en un estado de Rydberg múltiple, el término adicional, U ee , incluye una suma de cada par de electrones altamente excitados:
Umimi=mi24πε0∑i<j1|ri−rj|.{\displaystyle U_{ee}={\dfrac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{i<j}{\dfrac {1}{|\mathbf {r} _{i}-\mathbf {r} _{j}|}}.}
  • Si el electrón de valencia tiene un momento angular muy bajo (interpretado clásicamente como una órbita elíptica extremadamente excéntrica ), entonces puede pasar lo suficientemente cerca como para polarizar el núcleo del ion, dando lugar a un término de polarización del núcleo de 1/ r 4 en el potencial. [ 14 ] La interacción entre un dipolo inducido y la carga que lo produce siempre es atractiva, por lo que esta contribución siempre es negativa.
Upol=−mi2αd(4πε0)2r4,{\displaystyle U_{\text{pol}}=-{\frac {e^{2}\alpha _{\text{d}}}{(4\pi \varepsilon _{0})^{2}r^{4}}},}
donde α d es la polarizabilidad dipolar . La figura 3 muestra cómo el término de polarización modifica el potencial cerca del núcleo.
  • Si el electrón externo penetra en las capas electrónicas internas, percibirá una mayor cantidad de carga del núcleo y, por lo tanto, experimentará una fuerza mayor. En general, la modificación de la energía potencial no es fácil de calcular y debe basarse en el conocimiento de la geometría del núcleo iónico. [ 15 ]

Detalles de la mecánica cuántica

Figura 4. Órbitas semiclasicas para n = 5 con todos los valores permitidos de momento angular orbital. El punto negro indica la posición del núcleo atómico.

Desde el punto de vista de la mecánica cuántica, un estado con n anormalmente alto se refiere a un átomo en el que el/los electrón(es) de valencia se han excitado a un orbital electrónico previamente desocupado con mayor energía y menor energía de enlace . En el hidrógeno, la energía de enlace viene dada por:

miB=−Rynorte2,{\displaystyle E_{\text{B}}=-{\frac {\rm {Ry}}{n^{2}}},}

donde Ry = 13,6 eV es la constante de Rydberg . La baja energía de enlace a valores altos de n explica por qué los estados de Rydberg son susceptibles a la ionización.

Los términos adicionales en la expresión de la energía potencial para un estado de Rydberg, además de la energía potencial de Coulomb hidrogenómica, requieren la introducción de un defecto cuántico.δl{\displaystyle \delta _{l}}en la expresión para la energía de enlace: [ 5 ]

miB=−Ry(norte−δl)2.{\displaystyle E_{\text{B}}=-{\frac {\rm {Ry}}{(n-\delta _{l})^{2}}}.}

Funciones de onda de los electrones

La larga vida útil de los estados de Rydberg con alto momento angular orbital puede explicarse en términos de la superposición de funciones de onda. La función de onda de un electrón en un estado ℓ alto (alto momento angular, "órbita circular") tiene muy poca superposición con las funciones de onda de los electrones internos y, por lo tanto, permanece relativamente inalterada.

Las tres excepciones a la definición de átomo de Rydberg como un átomo con un potencial hidrogenético, tienen una descripción mecánica cuántica alternativa que puede caracterizarse por el/los término(s) adicional(es) en el hamiltoniano atómico :

  • Si un segundo electrón se excita a un estado n i , energéticamente cercano al estado del electrón externo n o , entonces su función de onda se vuelve casi tan grande como la del primero (un estado de Rydberg doble). Esto ocurre cuando n i se acerca a n o y conduce a una condición donde el tamaño de las órbitas de los dos electrones están relacionados; [ 13 ] una condición a la que a veces se hace referencia como correlación radial . [ 1 ] Se debe incluir un término de repulsión electrón-electrón en el hamiltoniano atómico.
  • La polarización del núcleo iónico produce un potencial anisotrópico que genera una correlación angular entre los movimientos de los dos electrones más externos. [ 1 ] [ 16 ] Esto puede interpretarse como un efecto de acoplamiento de marea debido a un potencial no simétrico esféricamente. Es necesario incluir un término de polarización del núcleo en el hamiltoniano atómico.
  • La función de onda del electrón externo en estados con bajo momento angular orbital ℓ se localiza periódicamente dentro de las capas de electrones internos e interactúa con la carga completa del núcleo. [ 15 ] La Figura 4 muestra una interpretación semiclasica de los estados de momento angular en un orbital electrónico, ilustrando que los estados de bajo ℓ se acercan al núcleo, pudiendo penetrar en el núcleo del ion. Se debe agregar un término de penetración del núcleo al hamiltoniano atómico.

En campos externos

Mapa de Stark para el hidrógeno
Figura 5. Espectros de niveles de energía calculados del hidrógeno en un campo eléctrico cerca de n = 15. [ 17 ] La energía potencial encontrada en el hamiltoniano electrónico para el hidrógeno es el potencial de Coulomb 1/ r (no hay defecto cuántico) que no acopla los diferentes estados de Stark. En consecuencia, los niveles de energía de n- variedades adyacentes se cruzan en el límite de Inglis-Teller.
Mapa de Stark para el litio
Figura 6. Espectros de niveles de energía calculados del litio en un campo eléctrico cerca de n = 15. [ 17 ] La presencia de un núcleo iónico que puede polarizarse y ser penetrado por el electrón de Rydberg agrega términos adicionales al hamiltoniano electrónico (lo que resulta en un defecto cuántico finito) que conduce al acoplamiento de los diferentes estados de Stark y, por lo tanto, evita los cruces de los niveles de energía.

La gran separación entre el electrón y el núcleo iónico en un átomo de Rydberg hace posible un momento dipolar eléctrico extremadamente grande , d . Hay una energía asociada con la presencia de un dipolo eléctrico en un campo eléctrico , F , conocida en física atómica como desplazamiento de Stark ,

miS=−d⋅F.{\displaystyle E_{\text{S}}=-\mathbf {d} \cdot \mathbf {F}.}

Dependiendo del signo de la proyección del momento dipolar sobre el vector del campo eléctrico local, un estado puede tener una energía que aumenta o disminuye con la intensidad del campo (estados que buscan campos bajos y altos, respectivamente). El estrecho espaciado entre los niveles n adyacentes en la serie de Rydberg significa que los estados pueden aproximarse a la degeneración incluso para intensidades de campo relativamente modestas. La intensidad de campo teórica a la que ocurriría un cruce suponiendo que no hay acoplamiento entre los estados viene dada por el límite de Inglis-Teller , [ 18 ].

FÉL=mi12πε0a02norte5.{\displaystyle F_{\text{IT}}={\dfrac {e}{12\pi \varepsilon _{0}a_{0}^{2}n^{5}}}.}

En el átomo de hidrógeno , el potencial de Coulomb puro 1/ r no acopla los estados de Stark de los n -conjuntos adyacentes, lo que da lugar a cruces reales como se muestra en la figura 5. La presencia de términos adicionales en la energía potencial puede conducir a un acoplamiento que da lugar a cruces evitados, como se muestra para el litio en la figura 6 .

Aplicaciones e investigación adicional

Mediciones de precisión de átomos de Rydberg atrapados

Los tiempos de vida de desintegración radiativa de los átomos en estados metaestables al estado fundamental son importantes para comprender las observaciones astrofísicas y las pruebas del modelo estándar. [ 19 ]

Investigación de los efectos diamagnéticos

Los grandes tamaños y las bajas energías de enlace de los átomos de Rydberg dan lugar a una alta susceptibilidad magnética ,χ{\displaystyle \chi }Como los efectos diamagnéticos escalan con el área de la órbita y el área es proporcional al radio al cuadrado ( A ∝ n⁴ ) , los efectos imposibles de detectar en átomos en estado fundamental se hacen evidentes en átomos de Rydberg, que muestran desplazamientos diamagnéticos muy grandes. [ 20 ]

Los átomos de Rydberg exhiben un fuerte acoplamiento dipolar eléctrico de los átomos a los campos electromagnéticos y se han utilizado para detectar comunicaciones de radio. [ 21 ] [ 22 ]

En plasmas

Los átomos de Rydberg se forman comúnmente en los plasmas debido a la recombinación de electrones e iones positivos; la recombinación de baja energía da como resultado átomos de Rydberg bastante estables, mientras que la recombinación de electrones e iones positivos con alta energía cinética a menudo forma estados de Rydberg autoionizantes . El gran tamaño de los átomos de Rydberg y su susceptibilidad a la perturbación e ionización por campos eléctricos y magnéticos son factores importantes que determinan las propiedades de los plasmas. [ 23 ]

La condensación de átomos de Rydberg forma materia de Rydberg , que se observa con mayor frecuencia en forma de cúmulos de larga duración. La desexcitación se ve significativamente impedida en la materia de Rydberg por los efectos de intercambio-correlación en el líquido electrónico no uniforme formado durante la condensación por los electrones de valencia colectivos, lo que provoca una mayor vida útil de los cúmulos. [ 24 ]

En astrofísica (líneas de recombinación de radio)

Los átomos de Rydberg se encuentran en el espacio debido al equilibrio dinámico entre la fotoionización por estrellas calientes y la recombinación con electrones, que a estas densidades muy bajas generalmente se produce cuando el electrón se reincorpora al átomo en un estado n muy alto , y luego desciende gradualmente a través de los niveles de energía hasta el estado fundamental, dando lugar a una secuencia de líneas espectrales de recombinación distribuidas por todo el espectro electromagnético . Las muy pequeñas diferencias de energía entre los estados de Rydberg que difieren en n por uno o unos pocos implican que los fotones emitidos en las transiciones entre dichos estados tienen bajas frecuencias y largas longitudes de onda, incluso hasta ondas de radio. La primera detección de una línea de recombinación de radio (RRL) de este tipo fue realizada por radioastrónomos soviéticos en 1964; la línea, denominada H90α, fue emitida por átomos de hidrógeno en el estado n = 90. [ 25 ] Hoy en día, los átomos de Rydberg de hidrógeno, helio y carbono en el espacio se observan rutinariamente a través de RRL, las más brillantes de las cuales son las líneas H n α correspondientes a transiciones de n +1 a n. También se observan líneas más débiles, H nβ y H n γ, con Δn = 2 y 3. Las líneas correspondientes para el helio y el carbono son He n α, C n α, y así sucesivamente. [ 26 ] El descubrimiento de líneas con n > 100 fue sorprendente, ya que incluso en las densidades muy bajas del espacio interestelar, muchos órdenes de magnitud menores que los mejores vacíos de laboratorio alcanzables en la Tierra, se había esperado que tales átomos altamente excitados fueran destruidos frecuentemente por colisiones, haciendo que las líneas fueran inobservables. Un análisis teórico mejorado mostró que este efecto había sido sobreestimado, aunque el ensanchamiento colisional finalmente limita la detectabilidad de las líneas a n muy alto . [ 26 ] La longitud de onda récord para el hidrógeno es λ = 73 cm para H253α, lo que implica diámetros atómicos de unas pocas micras, y para el carbono, λ = 18 metros, de C732α, [ 27 ] de átomos con un diámetro de 57 micras.        

Las RRL de hidrógeno y helio se producen en regiones altamente ionizadas ( regiones H  II y el medio ionizado cálido ). El carbono tiene una energía de ionización menor que el hidrógeno, por lo que los átomos de carbono ionizados una vez, y los correspondientes estados de Rydberg que se recombinan, existen más lejos de las estrellas ionizantes, en las denominadas  regiones C II, que forman gruesas capas alrededor de  las regiones H II. El mayor volumen compensa parcialmente la baja abundancia de C en comparación con H, lo que permite detectar las RRL de carbono.

En ausencia de ensanchamiento por colisión, las longitudes de onda de las RRL se modifican únicamente por el efecto Doppler , por lo que la longitud de onda medida,λ{\displaystyle \lambda }, generalmente se convierte en velocidad radial,v≈do(λ−λ0)/λ0{\displaystyle v\approx c(\lambda -\lambda _{0})/\lambda _{0}}, dóndeλ0{\displaystyle \lambda _{0}}es la longitud de onda en el sistema de referencia en reposo . Las regiones H  II en nuestra Galaxia pueden tener velocidades radiales de hasta ±150 km/s, debido a su movimiento relativo a la Tierra, ya que ambas orbitan el centro de la Galaxia. [ 28 ] Estos movimientos son lo suficientemente regulares como para quev{\displaystyle v}Se puede utilizar para estimar la posición de la  región H II en la línea de visión y, por lo tanto, su posición 3D en la Galaxia. Dado que todos los átomos astrofísicos de Rydberg son hidrogenoides , las frecuencias de las transiciones para H, He y C vienen dadas por la misma fórmula , excepto por la masa reducida ligeramente diferente del electrón de valencia para cada elemento. Esto da a las líneas de helio y carbono desplazamientos Doppler aparentes de −100 y −140  km/s, respectivamente, en relación con la línea de hidrógeno correspondiente.

Las RRL se utilizan para detectar gas ionizado en regiones distantes de nuestra Galaxia, y también en galaxias externas , porque los fotones de radio no son absorbidos por el polvo interestelar , que bloquea los fotones de las transiciones ópticas más conocidas. [ 29 ] También se utilizan para medir la temperatura del gas ionizado, a través de la relación entre la intensidad de la línea y la emisión de bremsstrahlung continua del plasma . [ 26 ] Dado que la temperatura de  las regiones H II está regulada por la emisión de líneas de elementos más pesados ​​como C, N y O, las líneas de recombinación también miden indirectamente su abundancia ( metalicidad ). [ 30 ]

Las RRL se distribuyen a lo largo del espectro radioeléctrico con intervalos de longitud de onda relativamente pequeños entre ellas, por lo que aparecen con frecuencia en observaciones radioespectrales dirigidas principalmente a otras líneas espectrales. Por ejemplo, H166α, H167α y H168α tienen longitudes de onda muy cercanas a la línea de 21 cm del hidrógeno neutro. Esto permite a los radioastrónomos estudiar tanto el medio interestelar neutro como el ionizado a partir del mismo conjunto de observaciones. [ 31 ] Dado que las RRL son numerosas y débiles, la práctica común es promediar los espectros de velocidad de varias líneas vecinas para mejorar la sensibilidad.

Existen diversas aplicaciones potenciales de los átomos de Rydberg en cosmología y astrofísica. [ 32 ]

Sistemas que interactúan fuertemente

Debido a su gran tamaño, los átomos de Rydberg pueden exhibir momentos dipolares eléctricos muy grandes . Los cálculos que utilizan la teoría de perturbaciones muestran que esto resulta en interacciones fuertes entre dos átomos de Rydberg cercanos. El control coherente de estas interacciones, combinado con su vida útil relativamente larga, los convierte en un candidato adecuado para realizar una computadora cuántica . [ 33 ] En 2010 se lograron puertas de dos cúbits [ 34 ] [ 35 ] , utilizando el fenómeno de aislamiento de resonancia entre cúbits (también conocido como bloqueo de Rydberg [ 36 ] ). Los átomos de Rydberg con interacciones fuertes también presentan un comportamiento crítico cuántico [ 37 ] , que se ha utilizado para crear cúbits a partir de átomos neutros en computación cuántica. [ 38 ]

Direcciones de investigación actuales

Desde la década de 2000, la investigación sobre átomos de Rydberg abarca ampliamente cinco direcciones: detección, óptica cuántica , [ 39 ] [ 40 ] [ 41 ] [ 42 ] [ 43 ] [ 44 ] computación cuántica, [ 45 ] [ 46 ] [ 47 ] [ 48 ] simulación cuántica [ 49 ] [ 2 ] [ 50 ] [ 51 ] y estados de materia de Rydberg. [ 52 ] [ 53 ] Los altos momentos dipolares eléctricos entre estados atómicos de Rydberg se utilizan para la detección e imagen de radiofrecuencia y terahercios , [ 54 ] [ 55 ] incluyendo mediciones no destructivas de fotones de microondas individuales. [ 56 ] La transparencia inducida electromagnéticamente se utilizó en combinación con fuertes interacciones entre dos átomos excitados en estado de Rydberg para proporcionar un medio que exhibe un comportamiento fuertemente no lineal a nivel de fotones ópticos individuales. [ 57 ] [ 58 ] La interacción sintonizable entre estados de Rydberg también permitió los primeros experimentos de simulación cuántica. [ 59 ] [ 60 ]

En octubre de 2018, el Laboratorio de Investigación del Ejército de los Estados Unidos debatió públicamente los esfuerzos para desarrollar un receptor de radio atómico de banda súper ancha utilizando átomos de Rydberg. [ 61 ] En marzo de 2020, el laboratorio anunció que sus científicos analizaron la sensibilidad del sensor de Rydberg a campos eléctricos oscilantes en un enorme rango de frecuencias, desde 0 hasta 10 12 Hertz (el espectro hasta una longitud de onda de 0,3 mm). El sensor de Rydberg puede detectar señales de forma fiable en todo el espectro y se compara favorablemente con otras tecnologías de sensores de campo eléctrico establecidas, como los cristales electroópticos y la electrónica pasiva acoplada a antenas dipolo. [ 62 ] [ 63 ]

Simulación clásica

Figura 7. Potencial de Stark-Coulomb para un átomo de Rydberg en un campo eléctrico estático. Un electrón en dicho potencial experimenta un par de torsión que puede cambiar su momento angular.
Figura 8. Trayectoria del electrón en un átomo de hidrógeno en un campo eléctrico E = -3 × 10⁶ V /m en la dirección x . Nótese que clásicamente se permiten todos los valores de momento angular; la figura 4 muestra las órbitas particulares asociadas con los valores permitidos por la mecánica cuántica. Véase la animación .

Un potencial simple de 1/ r da como resultado una órbita elíptica kepleriana cerrada . En presencia de un campo eléctrico externo , los átomos de Rydberg pueden obtener momentos dipolares eléctricos muy grandes , lo que los hace extremadamente susceptibles a las perturbaciones del campo. La figura 7 muestra cómo la aplicación de un campo eléctrico externo (conocido en física atómica como campo de Stark ) cambia la geometría del potencial, modificando drásticamente el comportamiento del electrón. Un potencial de Coulomb no aplica ningún torque , ya que la fuerza siempre es antiparalela al vector de posición (siempre apuntando a lo largo de una línea que va desde el electrón hasta el núcleo).

|τ|=|r×F|=|r||F|pecado⁡θ{\displaystyle |\mathbf {\tau } |=|\mathbf {r} \times \mathbf {F} |=|\mathbf {r} ||\mathbf {F} |\sin \theta },
θ=π⇒τ=0{\displaystyle \theta =\pi \Rightarrow \mathbf {\tau } =0}.

Con la aplicación de un campo eléctrico estático, el electrón experimenta un par de torsión que cambia continuamente. La trayectoria resultante se distorsiona progresivamente con el tiempo, pasando finalmente por todo el rango de momento angular desde L = L MAX , hasta una línea recta L  =  0, y luego a la órbita inicial en sentido opuesto L = − L MAX . [ 64 ]

El período de oscilación del momento angular (el tiempo para completar la trayectoria en la figura 8 ) coincide casi exactamente con el período predicho por la mecánica cuántica para que la función de onda regrese a su estado inicial, lo que demuestra la naturaleza clásica del átomo de Rydberg.

Véase también

Referencias

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