Voir la source de Structure hyperfine

[[Fichier:Fine hyperfine levels.svg|vignette|Représentation schématique des niveaux [[structure fine|fins]] et hyperfins de l’[[hydrogène]].]]
La '''structure hyperfine''' d’un [[niveau d’énergie]] dans un [[atome]] consiste en une séparation de ce niveau en états d’énergie très proches. Il s’observe essentiellement par une [[raie spectrale]] dans le [[onde radio|domaine radio]] ou [[micro-onde]], comme la [[raie à 21 centimètres]] de l’[[hydrogène]] atomique.

La structure hyperfine s’explique en [[physique quantique]] comme une interaction entre deux [[dipôle magnétique|dipôles magnétiques]] :
# Le dipôle magnétique nucléaire résultant du [[spin]] nucléaire ;
# Le dipôle magnétique électronique lié au [[moment cinétique orbital]] et au [[spin]] de l’[[électron]].
S’y ajoutent des corrections prenant en compte le [[Quadrupôle|moment quadripolaire]] du [[noyau atomique]].

== Historique ==
La structure hyperfine optique était déjà observée en 1891 par [[Albert Abraham Michelson]]<ref>{{Chapitre
 | langue          = en
 | titre chapitre  = Hyperfine structure
 | auteurs ouvrage = Lorenzo J. Curtis
 | titre ouvrage   = Atomic Structure and Lifetimes
 | sous-titre ouvrage = A Conceptual Approach
 | lieu            = 
 | éditeur         = Cambridge University Press
 | année           = 2003
 | isbn            = 0521829399
 | lire en ligne   = https://books.google.fr/books?id=KmwCsuvxClAC&pg=PA207#v=onepage&q&f=false
 | passage         = 207
}}</ref>. Elle n’a, cependant, uniquement pu être expliquée qu’avec l’aide de la mécanique quantique lorsque [[Wolfgang Pauli]] a proposé l’existence d’un petit [[moment magnétique]] nucléaire en 1924<ref name="Pauli1924">{{Article |lang=de |auteur1=Wolfgang Pauli |lien auteur1=Wolfgang Pauli | titre=Zur Frage der theoretischen Deutung der Satelliten einiger Spektrallinien und ihrer Beeinflussung durch magnetische Felder |périodique=Naturwissenschaften |volume=12 |numéro=37 |pages=741-743 |éditeur=Springer-Verlag |mois=9 |année=1924 |doi=10.1007/BF01504828}}</ref>{{,}}<ref name="casimir">{{Article |lang=en |prénom1=Hendrik |nom1=Casimir |lien auteur1=Hendrik Casimir |titre=The Early History of Hyperfine Structure |périodique=Hyperfine Interactions |volume=15 |pages=1-7 |mois=décembre |année=1983 |doi=10.1007/BF02159707}}</ref>. Cette proposition est intervenue afin d’expliquer l’observation, quelques mois auparavant, de la structure hyperfine du mercure et du bismuth par [[Hantarō Nagaoka]], Y. Sugiura et T. Mishima<ref>{{Article |lang=en |auteur1=Hantarō Nagaoka |lien auteur1=Hantarō Nagaoka | auteur2=Y. Sugiura |auteur3=T. Mishima |titre=Isotopes of Mercury and Bismuth revealed in the Satellites of their Spectral Lines |périodique=Nature |volume=113 |pages=459-460 |jour=29 |mois=3 |année=1924 |doi=10.1038/113459a0}}</ref>. En 1927, [[Samuel Goudsmit]] et [[Ernst Emil Alexander Back|Ernst Back]] ont effectué une étude détaillée de la structure hyperfine du bismuth<ref name="casimir" />{{,}}<ref>{{Article |lang=de |auteur1=Samuel Goudsmit |lien auteur1=Samuel Goudsmit |auteur2=Ernst Back |lien auteur2=Ernst Emil Alexander Back |titre=Feinstrukturen und Termordnung des Wismutspektrums |périodique=Zeitschrift für Physik |volume=43 |numéro=5 |pages=321-334 |mois=5 |année=1927 |doi=10.1007/BF01397446}}</ref>.

En 1935, {{Lien |lang=de |trad=Hermann Schüler}} et {{Lien |lang=de |trad=Theodor Schmidt (Physiker) |fr=Theodor Schmidt}} ont proposé l’existence d’un moment quadrupolaire nucléaire dans le but d’expliquer les anomalies observées dans la structure hyperfine<ref name="casimir" />.

== Théorie ==
=== Structure hyperfine atomique ===

==== Dipôle magnétique ====
{{article détaillé|Dipôle magnétique}}

Le terme dominant dans l’[[Opérateur hamiltonien|hamiltonien]] hyperfin est typiquement un terme dipolaire magnétique. Les noyaux atomiques avec un [[spin]] nucléaire non nul <math>\mathbf{I}</math> ont un moment magnétique dipolaire, exprimé par
:<math>\boldsymbol{\mu}_\text{I} = g_\text{I}\mu_\text{N}\mathbf{I},</math>
où <math>g_\text{I}</math> est le [[Facteur g (physique)|facteur ''g'']] et <math>\mu_\text{N}</math> est le [[magnéton nucléaire]].

Il existe une énergie associée au moment magnétique dipolaire en présence d’un [[champ magnétique]]. Pour un moment magnétique dipolaire nucléaire, '''μ'''<sub>I</sub>, placé dans un champ magnétique, '''B''', le terme pertinent dans l’hamiltonien est donné par<ref name="Woodgate">{{Ouvrage |langue=en |prénom1=Gordon K. |nom1=Woodgate |titre=Elementary Atomic Structure |éditeur=[[Oxford University Press]] |année=1999 |pages totales=228 |isbn=978-0-19-851156-4}}</ref>
: <math>\hat{H}_\text{D} = -\boldsymbol{\mu}_\text{I}\cdot\mathbf{B}.</math>

En l’absence d’un champ extérieur appliqué, le champ magnétique ressenti par le noyau correspond à celui associé aux moments angulaires orbital ('''l''') et de spin ('''s''') des électrons :
:<math>\mathbf{B} \equiv \mathbf{B}_\text{el} = \mathbf{B}_\text{el}^l + \mathbf{B}_\text{el}^s.</math>

Le moment angulaire orbital de l’électron est issu du mouvement de l’électron par rapport à un certain point extérieur fixe qui correspond à la position du noyau. Le champ magnétique localisé au noyau et causé par le mouvement d’un seul électron, avec la charge électrique ''[[charge élémentaire|e]]'', est donné par la relation :
:<math>\mathbf{B}_\text{el}^l = \dfrac{\mu_0}{4\pi}\dfrac{-e\mathbf{v}\times -\mathbf{r}}{r^3},</math>

où '''r''' correspond à la position du noyau par rapport à l’électron. En fonction du [[magnéton de Bohr]], cette expression devient :
:<math>\mathbf{B}_\text{el}^l = -2\mu_\text{B}\dfrac{\mu_0}{4\pi}\dfrac{1}{r^3}\dfrac{\mathbf{r}\times m_\text{e}\mathbf{v}}{\hbar}.</math>

''m<sub>e</sub>'''''v''' correspond à l’[[moment linéaire|impulsion]] de l’électron, '''p''', et '''r'''×'''p'''/''ħ'' est le [[moment angulaire orbital]] en unités de ''ħ'', '''l''' ; l’expression devient :
:<math>\mathbf{B}_\text{el}^l = -2\mu_\text{B}\dfrac{\mu_0}{4\pi}\dfrac{1}{r^3}\mathbf{l}.</math>
Pour un atome à plusieurs électrons, cette expression est généralement écrite en termes de moment angulaire orbital total, <math>\scriptstyle{\mathbf{L}}</math>, en sommant sur tous les électrons et en utilisant l’[[opérateur de projection]], <math>\scriptstyle{\phi^l_i}</math>, où <math>\scriptstyle{\sum_i\mathbf{l}_i = \sum_i\phi^l_i\mathbf{L}}</math>. Pour les états avec une projection bien définie du moment angulaire orbital, ''L<sub>z</sub>'', on peut écrire <math>\scriptstyle{\phi^l_i = \hat{l}_{z_i}/L_z}</math>, ce qui donne :
:<math>\mathbf{B}_\text{el}^l = -2\mu_\text{B}\dfrac{\mu_0}{4\pi}\dfrac{1}{L_z}\sum_i\dfrac{\hat{l}_{zi}}{r_i^3}\mathbf{L}.</math>

Le moment angulaire de spin électronique est une propriété fondamentalement différente puisqu’il est intrinsèque à la particule et qu’il ne dépend ainsi pas du mouvement de l’électron. Néanmoins, il s’agit d’un moment angulaire et n’importe quel moment angulaire associé à une particule chargée conduit à un moment dipolaire magnétique ; c’est la source du champ magnétique. Un électron avec un moment angulaire de spin, '''s''', a un moment magnétique, '''μ'''<sub>''s''</sub>, donné par :

:<math>\boldsymbol{\mu}_\text{s} = -g_s\mu_\text{B}\mathbf{s},</math>

où ''g<sub>s</sub>'' est le [[facteur g (physique)|facteur ''g'' de spin de l’électron]] et le signe négatif indique que l’électron est chargé négativement (considérant que des particules chargées négativement et positivement avec une masse identique, voyageant sur des chemins équivalents, auront le même moment angulaire, mais créeront des [[courant électrique|courants]] dans des directions opposées).

Le champ magnétique d’un moment dipolaire, '''μ'''<sub>''s''</sub>, est donné par<ref name="Jackson">{{Ouvrage |langue=en |prénom1=John D. |nom1=Jackson |titre=Classical Electrodynamics |éditeur=[[John Wiley & Sons|Wiley]] |année=1998 |isbn=978-0-471-30932-1}}</ref> :

:<math>\mathbf{B}_\text{el}^s = \dfrac{\mu_0}{4\pi r^3}\left(3(\boldsymbol{\mu}_\text{s}\cdot\hat{\mathbf{r}})\hat{\mathbf{r}}-\boldsymbol{\mu}_\text{s}\right) + \dfrac{2\mu_0}{3}\boldsymbol{\mu}_\text{s}\delta^3(\mathbf{r}).</math>

La contribution complète du dipôle magnétique à l’hamiltonien hyperfin est ainsi donnée par :

:<math>
\begin{array}{cl}
\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}\dfrac{\mu_0}{4\pi}\dfrac{1}{S_z}\sum_i\dfrac{\hat{s}_{zi}}{r_i^3}\left\{3(\mathbf{I}\cdot\hat{\mathbf{r}})(\mathbf{S}\cdot\hat{\mathbf{r}}) - \mathbf{I}\cdot\mathbf{S}\right\} \\
&+ \frac{2}{3}g_\text{I}\mu_\text{N}g_\text{s}\mu_\text{B}\mu_0\dfrac{1}{S_z}\sum_i\hat{s}_{zi}\delta^3(\mathbf{r}_i)\mathbf{I}\cdot\mathbf{S}. \\
\end{array}
</math>

Le premier terme donne l’énergie du dipôle nucléaire dans le champ créé par le moment angulaire orbital électronique. Le second terme correspond à l’énergie de l’interaction à « distance finie » du dipôle nucléaire avec le champ créé par les moments magnétiques de spin électroniques. Le dernier terme, souvent appelé « {{Lien|lang=en|trad=Fermi contact interaction|fr=interaction de contact de Fermi}} », désigne l’interaction directe du dipôle nucléaire avec les dipôles de spin et est uniquement non nul pour les états avec une densité de spin électronique finie à la position du noyau (ceux avec des électrons non appariés dans les sous-couches « s »). Il a également été développé que l’on obtient une expression différent lorsque l’on prend en compte la distribution de moment magnétique nucléaire détaillée<ref>{{Article |lang=en |auteur=C. E. Soliverez |année=1980 |périodique=Journal of Physics C: Solid State Physics |titre=The contact hyperfine interaction: an ill-defined problem |volume=13 |numéro=34 |page=L1017 |url=http://iopscience.iop.org/0022-3719/13/34/002 |doi=10.1088/0022-3719/13/34/002}}</ref>.

Pour les états avec ''l'' ≠ 0, cela peut s’exprimer par

:<math> \hat{H}_D = 2g_I\mu_\text{B}\mu_\text{N}\dfrac{\mu_0}{4\pi}\dfrac{\mathbf{I}\cdot\mathbf{N}}{r^3},</math>

où :

:<math>\mathbf{N} = \mathbf{l}-(g_s/2)\mathbf{s}+3(\mathbf{s}\cdot\hat{\mathbf{r}})\hat{\mathbf{r}}.</math><ref name="Woodgate"/>

Si la structure hyperfine est petite comparée à la [[structure fine]] (parfois appelée couplage ''IJ'' par analogie avec le couplage ''LS''), ''I'' et ''J'' sont des bons [[nombre quantique|nombres quantiques]] et les éléments de matrice de <math>\scriptstyle{\hat{H}_\text{D}}</math> peuvent être approximés par une diagonale dans ''I'' et ''J''. Dans ce cas (généralement vrai pour les éléments légers), on peut projeter '''N''' sur '''J''' (où '''J''' = '''L''' + '''S''' est le moment angulaire électronique total) et on obtient<ref name="Woodgate2">{{Ouvrage |langue=en |prénom1=Gordon K. |nom1=Woodgate |titre=Elementary Atomic Structure |éditeur= |année=1983 |pages totales=228 |isbn=978-0-19-851156-4}}</ref> :

:<math>\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}.</math>

Cela est habituellement écrit comme

:<math>\hat{H}_\text{D} = \hat{A}\mathbf{I}\cdot\mathbf{J},</math>

avec <math>\scriptstyle{\langle\hat{A}\rangle}</math> la constante de structure hyperfine qui est déterminée expérimentalement. Comme '''I'''.'''J''' = ½{'''F'''.'''F''' - '''I'''.'''I''' - '''J'''.'''J'''} (où '''F''' = '''I''' + '''J''' est le moment angulaire total), cela donne une énergie de

:<math>\Delta E_\text{D} = \frac{1}{2}\langle\hat{A}\rangle[F(F+1)-I(I+1)-J(J+1)].</math>

Dans ce cas, l’interaction hyperfine satisfait la {{Lien |lang=en |trad=Landé interval rule |fr=règle de l'intervalle de Landé}}.

==== Quadrupôle électrique ====
{{article détaillé|Quadrupôle}}
<!--voir  Brown-Carr. p.568-->

Les noyaux atomiques avec un spin <math>\scriptstyle{I\ge 1}</math> dispose d’un [[quadrupôle|moment quadrupolaire électrique]]<ref name="Enge">{{Ouvrage |langue=en |prénom1=Harald A. |nom1=Enge |titre=Introduction to Nuclear Physics |éditeur=Addison Wesley |année=1966 |pages totales=582 |isbn=978-0-201-01870-7}}</ref>. Dans le cas général, il est représenté par un [[tenseur]] d’ordre 2, <math>\scriptstyle{\underline{\underline{Q}}}</math>, avec des composantes données par<ref name="Jackson"/> :

:<math>Q_{ij} = \dfrac{1}{e}\int\left(3x_i^\prime x_j^\prime - (r^\prime)^2\delta_{ij}\right)\rho(\mathbf{r}^\prime)d^3r^\prime,</math>

où ''i'' et ''j'' sont les indices du tenseur allant de 1 à 3, ''x<sub>i</sub>'' et ''x<sub>j</sub>'' sont les variables spatiales ''x'', ''y'' et ''z'' dépendant des valeurs de ''i'' et ''j'' respectivement, δ<sub>''ij''</sub> est le [[Symbole de Kronecker|delta de Kronecker]] et ''ρ''('''r''') est la [[densité de charge]]. Étant un tenseur d’ordre 2 à trois dimensions, le moment quadrupolaire a 3² = 9 composantes. À partir de la définition des composantes, il est clair que le tenseur quadrupolaire est une [[matrice symétrique]] (''Q<sub>ij</sub>'' = ''Q<sub>ji</sub>'') et qu’il est également sans trace (Σ<sub>''i''</sub>''Q<sub>ii</sub>'' = 0) ce qui donne seulement cinq composantes dans la [[représentation irréductible]]. En l’exprimant en utilisant la notation des tenseurs sphériques irréductibles, on obtient<ref name="Jackson"/> :

:<math>T^2_m(Q) = \sqrt{\frac{4\pi}{5}} \int \rho(\mathbf{r}^{\prime})(r^\prime)^2 Y^2_m(\theta^{\prime},\phi^{\prime})d^3r^\prime.</math>

L’énergie associée avec un moment quadrupolaire électrique dans un [[champ électrique]] ne dépend pas de la force du champ, mais du gradient de champ électrique, identifié par <math>\scriptstyle{\underline{\underline{q}}}</math>, un autre tenseur d’ordre 2 donné par le [[produit dyadique]] de l’opérateur [[nabla]] avec le vecteur de champ électrique :

:<math>\underline{\underline{q}} = \nabla\otimes\mathbf{E},</math>

avec les composantes données par :

:<math>q_{ij} = \frac{\partial^2V}{\partial x_i\partial x_j}.</math>

De nouveau, il apparait qu’il s’agit d’une matrice symétrique et, du fait que la source du champ électrique au noyau est une distribution de charge entièrement à l’extérieur du noyau, qu’elle peut s’exprimer comme un tenseur sphérique à 5 composantes, <math>\scriptstyle{T^2(q)}</math>, avec<ref>{{Lien web |lang=en |url=http://www.pascal-man.com/tensor-quadrupole-interaction/EFG-tensor.shtml |titre=Electric-field gradient tensor around quadrupolar nuclei |consulté le=13 mars 2016 |site=pascal-man.com |auteur=Y. Millot |jour=19 |mois=2 |année=2008}}</ref> :

:<math>T^2_0(q) = \frac{\sqrt{6}}{2}q_{zz}</math>

:<math>T^2_{+1}(q) = -q_{xz} - iq_{yz}</math>

:<math>T^2_{+2}(q) = \frac{1}{2}(q_{xx} - q_{yy}) + iq_{xy},</math>

où :

:<math>T^2_{-m}(q) = (-1)^mT^2_{+m}(q)^*.</math>

Le terme quadrupolaire dans l’hamiltonien est ainsi donné par :

:<math>\hat{H}_Q = -eT^2(Q)\cdot T^2(q) = -e\sum_m (-1)^mT^2_m(Q)T^2_{-m}(q).</math>

Un noyau atomique typique se rapproche étroitement d’une symétrique cylindrique ce qui conduit au fait que tous les éléments en dehors de la diagonale sont proches de zéro. Pour cette raison, le moment quadrupolaire électrique nucléaire est souvent représenté par ''Q''<sub>''zz''</sub><ref name="Enge"/>.

=== Structure hyperfine moléculaire ===

L’hamiltonien hyperfin moléculaire inclut les termes déjà dérivés du cas atomique avec un terme dipolaire magnétique pour chaque noyau avec <math>\scriptstyle{I>0}</math> et un terme quadrupolaire électrique pour chaque noyau avec <math>\scriptstyle{I\geq 1}</math>. Les termes dipolaires magnétiques ont été dérivés pour la première fois pour des [[Molécule diatomique|molécules diatomiques]] par [[Robert A. Frosch]] et Henri M. Foley<ref name="Frosch-Foley">{{Article |lang=en |auteur1=Frosch |nom2=Foley |prénom2=H.|titre=Magnetic hyperfine structure in diatomics |année=1952 |périodique=[[Physical Review]] |volume=88 |numéro=6 |pages=1337–1349 |doi= 10.1103/PhysRev.88.1337|bibcode = 1952PhRv...88.1337F }}</ref> et les paramètres hyperfins résultants sont souvent appelés les paramètres hyperfins de Frosch-Foley.

En plus des effets décrits ci-dessus, il existe des effets spécifiques au cas moléculaire<ref name="BrownCarr">{{Ouvrage |langue=en |prénom1=John |nom1=Brown |prénom2=Alan |nom2=Carrington |titre=Rotational Spectroscopy of Diatomic Molecules |éditeur=[[Cambridge University Press]] |année=2003 |pages totales=1013 |isbn=978-0-521-53078-1 |lire en ligne=https://books.google.com/books?id=TU4eA7MoDrQC&printsec=frontcover&dq=brown+carrington+diatomic |consulté le=19 mars 2016 }}</ref>.


==== Spin-spin nucléaire direct ====

Chaque noyau avec <math>\scriptstyle{I>0}</math> a un moment magnétique non nul qui à la fois est la source du champ magnétique et qui dispose d’une énergie associée du fait de la présence du champ combiné à tous les autres moments magnétiques nucléaires. Une sommation sur chaque moment magnétique ressentant le champ induit par chaque « autre » moment magnétique donne le terme spin-spin nucléaire directe de l’hamiltonien hyperfin, <math>\scriptstyle{\hat{H}_{II}}</math><ref name="BrownCarr"/>.

:<math>\hat{H}_{II} = -\sum_{\alpha\neq\alpha^\prime}\boldsymbol{\mu}_\alpha\cdot \mathbf{B}_{\alpha^\prime},</math>

où ''α'' et ''α‘'' sont es indices représentant respectivement le noyau contribuant à l’énergie et le noyau qui est la source du champ. En remplaçant dans cette expression le moment dipolaire par le moment angulaire nucléaire et le champ magnétique du dipôle, les deux étant donné ci-dessus, on obtient :

:<math>\hat{H}_{II} = \dfrac{\mu_0\mu_\text{N}^2}{4\pi}\sum_{\alpha\neq\alpha^\prime}\dfrac{g_\alpha g_{\alpha^\prime}}{R_{\alpha\alpha^\prime}^3}\left\{\mathbf{I}_\alpha\cdot\mathbf{I}_{\alpha^\prime} - 3(\mathbf{I}_\alpha\cdot\hat{\mathbf{R}}_{\alpha\alpha^\prime})(\mathbf{I}_{\alpha^\prime}\cdot\hat{\mathbf{R}}_{\alpha\alpha^\prime})\right\}.</math>

==== Spin-rotation nucléaire ====
Les moments magnétiques nucléaires dans une molécule existe dans un champ magnétique du fait du moment angulaire, '''T''' ('''R''' est le vecteur de déplacement internucléaire), associés à la rotation de la molécule<ref name="BrownCarr"/>.

:<math>\hat{H}_\text{IR} = \dfrac{e\mu_0\mu_\text{N}\hbar}{4\pi}\sum_{\alpha\neq\alpha^\prime}\dfrac{1}{R_{\alpha\alpha^\prime}^3}\left\{\dfrac{Z_\alpha g_{\alpha^\prime}}{M_\alpha}\mathbf{I}_{\alpha^\prime}+\dfrac{Z_{\alpha^\prime}g_\alpha}{M_{\alpha^\prime}}\mathbf{I}_\alpha\right\}\cdot\mathbf{T}</math>

== Mesures ==
{{...}}

== Applications ==
=== Astrophysique ===
[[Image:Pioneer plaque hydrogen.svg|vignette|La structure hyperfine telle que représentée sur la [[plaque de Pioneer]].]]
Étant donné que la séparation hyperfine est très petite, les fréquences de transition ne sont en général pas [[spectre visible|visibles]], mais se situent dans le domaine [[Onde radio|radio]] ou [[micro-onde]].

La structure hyperfine donne la [[raie à 21 centimètres]] observée dans les [[Région HI|régions HI]] dans le [[milieu interstellaire]].

[[Carl Sagan]] et [[Frank Drake]] ont considéré que la transition hyperfine de l’hydrogène était un phénomène suffisamment universel pour qu’elle soit utilisée comme unité de temps et de longueur sur la [[plaque de Pioneer]] et plus tard sur le ''{{lang|en|[[Voyager Golden Record]]}}''.

En [[radioastronomie]], les [[Récepteur superhétérodyne|récepteurs hétérodynes]] sont largement utilisés dans la détection de signaux venant d’objets célestes. Les séparations parmi les divers composants de la structure hyperfine sont généralement assez petites pour s’adapter à la bande de [[fréquence intermédiaire]] du récepteur. Du fait que l’[[épaisseur optique]] varie avec la fréquence, les rapports de force entre les composants hyperfins diffèrent de leur intensité intrinsèque. À partir de cela, il est possible de déduire des paramètres physiques de l’objet<ref>{{Article |lang=en |prénom1=K. |nom1=Tatematsu |et al.=oui |titre= N<sub>2</sub>H<sup>+</sup> Observations of Molecular Cloud Cores in Taurus |périodique=Astrophysical Journal |année=2004 |volume=606 |pages= 333–340 |doi= 10.1086/382862 |bibcode=2004ApJ...606..333T |arxiv = astro-ph/0401584}}</ref>.

=== Technologie nucléaire ===
Le processus de [[séparation isotopique par laser sur vapeur atomique]] (SILVA) utilise la séparation hyperfine entre les transitions optiques de l’[[uranium 235]] et [[uranium 238|238]] pour [[Ionisation#Photo-ionisation|photo-ioniser]] sélectivement les atomes d’uranium 235 pour ensuite séparer les particules ionisés de ceux qui ne le sont pas<ref>{{Ouvrage |langue=en |prénom1=Petr A. |nom1=Bokhan |prénom2=Vladimir V. |nom2=Buchanov |et al.=oui |titre=Laser Isotope Separation in Atomic Vapor |éditeur=Wiley-VCH, Berlin |année=2006 |isbn=3-527-40621-2 |lire en ligne=https://books.google.fr/books?id=cd-U_tTYUXkC&dq=Laser+Isotope+Separation+in+Atomic+Vapor}}</ref>. Les [[laser à colorant|lasers à colorant]] réglés précisément sont utilisés comme source pour obtenir la [[longueur d’onde]] exacte.

=== Utilisation dans la définition de la seconde et du mètre du Système international ===

La transition de structures hyperfines peut être utilisée pour créer un filtre notch ([[filtre coupe-bande]]) au niveau des [[micro-onde]]s avec une très grande stabilité, reproductibilité et [[facteur Q]], qui peut donc être utilisé comme base pour une [[horloge atomique]] très précise. Typiquement, la fréquence de transition de structures hyperfines d'un [[isotope]] particulier d'un atome de [[césium]] ou de [[rubidium]] est utilisée comme base pour ces horloges.

Étant donné la précision des horloges atomiques basées sur les transitions hyperfine, ces transitions sont maintenant utilisées comme base de la définition de la seconde. Une [[seconde (temps)|seconde]] est ''définie'' depuis 1967 comme la durée de {{unité|9192631770|périodes}} de la radiation correspondant à la transition entre les deux niveaux hyperfins de l’[[état fondamental]] de l’atome de [[césium 133]].

Le {{date-|21 octobre 1983}}, la dix-septième [[Conférence générale des poids et mesures]] a défini le mètre comme la longueur du chemin parcouru par la [[lumière]] dans le [[vide (physique)|vide]] pendant un intervalle de temps de {{sfrac|299792458}} de [[Seconde (temps)|seconde]]<ref>{{en}} Taylor, B.N. and Thompson, A. (Eds.). (2008a). [http://physics.nist.gov/Pubs/SP330/sp330.pdf ''The International System of Units (SI)'']. Appendix 1, {{p.|70}}. This is the United States version of the English text of the eighth edition (2006) of the International Bureau of Weights and Measures publication ''Le Système international d'unités (SI)'' (Special Publication 330). Gaithersburg, MD: National Institute of Standards and Technolog, page 18.</ref>{{,}}<ref>{{en}} Taylor, B.N. and Thompson, A. (2008b). [http://physics.nist.gov/cuu/pdf/sp811.pdf ''Guide for the Use of the International System of Units''] (Special Publication 811). Gaithersburg, MD: National Institute of Standards and Technology, page 39.</ref>.

=== Test de précision de l’électrodynamique quantique ===
La séparation hyperfine dans l’hydrogène et dans le [[muonium]] a été utilisé pour mesurer la valeur de la [[constante de structure fine]] α. Des comparaisons avec des mesures de cette constante effectuées dans d’autres systèmes physiques permettent un test de précision de l'[[électrodynamique quantique]].

=== Qubit dans l’informatique quantique à ions piégés ===
Les états hyperfins d’un [[ion]] piégé sont couramment utilisés pour stocker des [[qubit]]s dans les [[calculateur quantique|ordinateurs quantiques]] à ions piégés. Ils ont l’avantage d’avoir des temps de vie très longs, dépassant expérimentalement la dizaine de minutes (à comparer à la seconde pour les niveaux électroniques métastables){{note|texte=Des temps plus longs ne sont pas atteints du fait de fluctuations non contrôlées du champ magnétique créant un déphasage aléatoire entre les niveaux de l’ion choisis pour encoder l’information<ref>Benjamin Szymanski, ''[https://hal.archives-ouvertes.fr/tel-01139539/file/These_vf_a4_TwoSides.pdf Piégeage et refroidissement d’ions strontium dans des pièges micro-fabriqués]'', page 12, thèse de doctorat, 2005</ref>.|groupe=Note|nom=decoherence}}.

== Notes et références ==
{{Traduction/Référence|en|Hyperfine structure|706490079}}

=== Notes ===
{{Références|groupe=Note}}

=== Références ===
{{Références|colonnes=2}}

== Bibliographie ==
* {{Ouvrage
 | langue        = en
 | auteur1       = Lloyd Armstrong
 | titre         = Theory of the hyperfine structure of free atoms
 | éditeur       = [[Wiley-VCH|Wiley-Interscience]]
 | année         = 1971
 | pages totales = 209
 | isbn          = 978-0-471-03335-6
 | id            = Armstrong1971
}}

== Voir aussi ==
* [[Structure fine]]
* [[Raie spectrale]]

{{Palette|Spectre de l'atome d'hydrogène}}
{{Portail|physique}}

[[Catégorie:Physique atomique]]
[[Catégorie:Spectroscopie]]