Впервые в мире получена молекула ридберга. Ридберговские состояния

РИДБЕРГОВСКИЕ СОСТОЯНИЯ - состояния атомов, ионов и молекул с большими значениями главного n (высоковозбуждённые состояния). Названы в честь И. Р. Ридберга (J. R. Rydberg), впервые экспериментально исследовавшего атомные спектры вблизи границы .

Р. с. атомов и ионов характеризуются чрезвычайно малыми (по атомным масштабам) ионизац. потенциалами, большими временами жизни (т. к. вероятность излучат. квантовых переходов с них мала) и большими радиусами орбит высоковозбуждённого (ридберговского) электрона. Р. с. подобны состояниям атома водорода. Переходы между соседними Р. с. лежат в радиодиапазоне. Большое значение п позволяет применять для описания Р. с. квазиклассич. приближение и использовать для них понятия классич. механики. Большие размеры орбит и малые энергии связи ридбертовского электрона обусловливают высокую чувствительность Р. с. к воздействию электрич. и магн. полей и большие эфф. сечения взаимодействия атомов в Р. с. с заряженными частицами.

В табл. 1 приведены значения осн. характеристик атомов и атомных ионов, находящихся в Р. с.

Табл. 1 .

Систематич. изучение Р. с. стало возможным с нач. 1970-х гг. благодаря успехам лазерной спектроскопии , позволившей исследовать в лаб. условиях Р. с. с га ~300, а также радиоастрономии, т. к. в межзвёздных облаках были обнаружены линии поглощения между Р. с. с га 700.

Волновые функции и энергии ридберговских состояний атомов. Волновые функции Р. с. с хорошей точностью могут быть представлены как произведение волновых ф-ций ридберговского электрона и оставшейся атомной системы - атомного остатка. Свойства атома в Р. с. в основном определяются волновой ф-цией высоковозбуждённого электрона, к-рая является собств. ф-цией :

где - оператор импульса, U(r ) - потенциальная энергия взаимодействия ридберговского электрона с атомным остатком. При расстояниях r электрона от атомного ядра, много больших размеров атомного остатка, U(r )переходит в кулоновский потенциал: U(r) = Ze 2 /r .

Энергии Р. с. изолиров. атома, отсчитанные от границы ионизации, определяются ф-лой Ридберга:

где М - масса атомного остатка, - квантовый дефект ,слабо зависящий от n и для орбитального квантового числа l > 2 очень быстро уменьшающийся с ростом l . Величины для S-, Р - и D -состояний атомов щелочных металлов приведены в табл. 2.

Табл. 2 .

Вероятности излучат. квантовых переходов атома на Р. с. быстро падают с ростом п и l . Для изолиров. атома в Р. с. с данными га и l время жизни . Если распределение атомов по l термодинамически равновесное [~(2l + 1)] , то вероятность излучат. переходов между Р. с. с n и n" определяется ф-лой Крамерса (с ошибкой менее 20%):

где - энергии уровней, отсчитанные от границы ионизации. Ср. вероятность перехода с данного уровня на все др. уровни энергии есть величина, обратная ср. времени жизни системы на данном уровне.

Ридберговские состояния в электрическом поле принципиально нестационарны - происходит ионизация атома полем. Однако для слабых полей вероятность автоионизации (ионизации полем )экспоненциально мала и Р. с. можно считать квазистационарными. В электрич. поле высоковозбущдённые уровни энергии испытывают штарковское расщепление и сдвиг (см. Штарка эффект ),их волновые ф-ции являются собств. ф-циями гамильтониана:

где H 0 - гамильтониан (1) атома в отсутствие поля. Если потенциальная энергия U(r )имеет кулоновскую природу (т. е. Н 0 - гамильтониан водородоподобного иона), то ур-ние Шрёдингера, соответствующее гамильтониану (4), разделяется в параболич. координатах. Проекция магн. момента на направление поля по-прежнему является интегралом движения. С точностью до второго порядка теории возмущений энергия стационарных состояний, отсчитанная от границы ионизации, даётся выражением

(n 1 , n 2 - параболич. квантовые числа, удовлетворяющие условию: n 1 + n 2 + 1 = n - т, т - магн. квантовое число). Выражение fe-ro порядка теории возмущений приведено в . Ф-ла (5) справедлива и для Р. с. в неводородоподобных атомах, если масштаб штарковского расщепления, определяемый вторым слагаемым, превышает разность энергий между состояниями с разными . На рис. 1 в качестве примера приведена схема уровней Li в электрич. поле.

Рис. 1. Схема уровней энергии атома Li в электрическом поле для n ~ 15 (|m| = 1) .

Вероятность ионизации электрич. полем водородоподобных атомов в Р. с. определяется асимптотич. ф-лой :

Вероятность ионизации атома в Р. с. резко возрастает, когда напряжённость электрич. поля Е приближается к значению , при к-ром возможна автоионизация в рамках классич. механики.

Ридберговские состояния в магнитном поле . В отличие от обычных слабовозбуждённых состояний, для к-рых осн. роль играет парамагн. взаимодействие атома с магн. полем (см. Зеемапа эффект, Пашена - Бака эффект) , для атомов в Р. с. важную роль играет диамагн. взаимодействие, очень быстро растущее с увеличением п. Р. с. в магн. поле описывается гамильтонианом:

где L и S - полный момент и спин атома соответственно, В - магн. индукция, - магнетон Бора, - угол между радиусом-вектором ридберговского электрона и вектором напряжённости магн. поля. Второе слагаемое описывает парамагнитное, третье - диамагнитное взаимодействия. Для Р. с. диамагн. взаимодействие растёт и для высоких п становится определяющим. В слабых полях осн. роль играет второе слагаемое, к-рое даёт расщепление по m-компонентам с характерной величиной, качественно такое же, как и для слабо возбуждённых состояний. С ростом напряжённости поля увеличивается вклад диамагн. взаимодействия, к-рое связывает состояния с одинаковыми m l и. [Для состояния 4p (т = 1) в атоме водорода диамагн. и парамагн. взаимодействия выравниваются при В = 2*10 7 Гс.] Каждый уровень с квантовыми числами п и т расщепляется на компонент. С дальнейшим увеличением напряжённости поля начинают перемешиваться уровни с разными п и спектр водорода в магн. поле (рис. 2) становится похожим на спектр атома в электрич. поле. В случае предельно сильных полей осн. роль играет взаимодействие с магн. полем и Р. с. являются состояниями Ландау (см. Ландау уровни ).,Кулоновское взаимодействие при этом можно рассматривать как возмущение.

Рис. 2. Схема уровней энергии атома H в ридберговских состояниях в магнитном поле (т = 1, чётные состояния) .

Взаимодействие атомов в ридберговском состоянии с заряженными частицами . Эфф. сечения s квантовых переходов в атомах, находящихся в Р. с. при столкновениях с заряженными частицами (электронами, ионами), растут как геом. сечение ~n 4 . Для переходов с малыми осн. роль играет дальнодействующее дипольное взаимодействие, к-рое приводит к , а при больших энергиях внеш. частицы зависимость от энергии даётся множителем (квантовый логарифм!). С ростом всё большую роль начинает играть короткодействующее взаимодействие, позволяющее пренебречь полем атомного остатка в процессе столкновения, а само столкновение рассматривать в рамках классич. механики. Этот подход, называемый классич. бинарным приближением, позволяет получить; при больших энергиях. В приближении Борна сечение перехода при столкновении с электронами определяется ф-лой (3):

Ф-ция для п = 100 приводится в табл. 3.

Т а б л. 3 .

Переходы между Р. с. при столкновениях с электронами являются осн. причиной дополнительного (помимо доплеровского) неупругого уширения рекомбинационных радиолиний , наблюдаемых от ряда астрофиз. объектов (планетарных туманностей, межзвёздной среды, зон НИ и т. д.).

В столкновит. переходах между Р. с. с одинаковым п осн. роль, как правило, играют ионы. Наиб. велики сечения для переходов между соседними уровнями , обусловленные дипольным взаимодействием. Они на порядок и более превосходят геом. сечение

Взаимодействие атомов в ридберговском состоянии с нейтральными атомами . Если п достаточно велико, то сечение процесса взаимодействия атомов в Р. с. с нейтральными атомами выражается через амплитуду рассеяния свободного электрона на нейтральном атоме и амплитуду рассеяния атома на положительно заряженном атомном остатке. Напр., в результате взаимодействия с нейтральными атомами Р. с. испытывают уширение и сдвиг, пропорциональные концентрации возмущающих частиц N:

коэф. выражаются через амплитуду упругого рассеяния электрона на атоме и параметры взаимодействия нейтрального атома с атомным остатком и для достаточно больших п стремятся к константам; в промежуточной области их поведение может быть весьма сложным и зависит от конкретного вида возмущающих частиц. Для атомов Cs в Р. с., возмущаемых, напр., атомами Аг, асимптотич. значения ,; если возмущающими атомами являются атомы Cs, то увеличивается в 20 раз, а - на 2 порядка. Асимитотич. значений коэф. и достигают при взаимодействии с атомами инертных газов при , а при взаимодействии с атомами щелочных металлов при . Поведение сечений др. процессов взаимодействия атомов в Р. с. с нейтральными атомами (перемешивание состояний по l, дезориентация и др.) качественно аналогично поведению сечений уширения.

Лабораторные эксперименты. Р. с. в лаб. условиях создаются чаще всего возбуждением атома из осн. состояния одним или неск. световыми пучками большой интенсивности (по крайней мере на первом этапе возбуждения - накачке). Для накачки обычно используется N 2 -лазер или вторая (третья) гармоника лазера на неодимовом стекле. Чтобы получать Р. с. с заданными квантовыми числами п, l, т , на втором этапе атомную систему возбуждают излучением мощных перестраиваемых лазеров на красителях.

Для регистрации Р. с. наиб. распространение получили флуоресцентный метод и метод ионизации электрич. полем. Флуоресцентный метод основан на анализе каскадного испускания света при переходах атома из Р. с. Этот метод обладает селективностью, однако интенсивность регистрируемого излучения в видимой области в этом случае мала. Флуоресцентный метод используют, как правило, для исследования Р. с. с п < 20.

В методе ионизации электрич. полем регистрируются электроны, освобождающиеся в результате ионизации атома в Р. с. при воздействии на него электрич. поля. В этом случае селективность обеспечивается чрезвычайно резкой зависимостью вероятности ионизации от квантовых чисел п и т . Чаще всего этот метод используется в режиме с временным разрешением: после импульсного возбуждения Р. с. подаётся пилообразный импульс электрич. поля. Каждое Р. с. в разрешённом по времени ионизац. сигнале даёт пик через строго определённое время от момента включения поля. Метод отличается простотой, высокой чувствительностью и в отличие от флуоресцентного метода особенно эффективен при исследовании Р. с. с большими п , когда для ионизации не требуется высоких напряжений электрич. полей.

Спектры атомов и ионов в Р. с. исследуются разл. методами. С помощью обычных многомодовых лазеров достигается спектральное разрешение порядка доплеровской ширины уровня, что позволяет исследовать Р. с. с . Если требуется более высокое разрешение, то используют метод скрещенных атомно-лазерных пучков, дающий разрешение в несколько Мгц, или методы нелинейной лазерной спектроскопии. Напр., методом двухфотонной спектроскопии был получен спектр с разрешением порядка Кгц. В тех случаях, когда интерес представляют интервалы между соседними Р. с., более удобны методы радиоспектроскопии , , квантовых биений и пересечения уровней (см. Интерференция состояний ). Вместо настройки частоты излучения на частоту перехода между Р. с., на заданную внеш. полем частоту можно настраивать сами Р. с. В этом случае Р. с. позволяют усиливать слабый микроволновый сигнал. Этим методом получена чувствительность в миллиметровом диапазоне; есть основания ожидать повышение чувствительности ещё на 2 порядка.

Особый интерес представляют эксперименты с атомами в Р. с. в резонаторах. Для п ~ 30 переходы между Р.. с. лежат в миллиметровом диапазоне, для к-рого существуют резонаторы с очень высокой . В то же время влияние электрич. поля на атомы в Р. с. более значительно, чем, напр., для молекулярных вращат. уровней энергии, поэтому с помощью Р. с. впервые удалось продемонстрировать ряд эффектов квантовой , предсказанных в 50- 60-е гг.: подавление спонтанного радиац. перекода в резонаторе, нутацию Раби - взаимодействие с полек одного фотона в , кооперативные эффекты Дикке для неск. атомов (см. Сверхизлучение )и др. .

Астрофизические приложения ридберговских состояний. Первые наблюдения излучат, переходов между Р. с. от астрофиз. объектов (линии и) были выполнены в СССР . Радиолинии излучения, соответствующие переходам между Р. с., наблюдаются вплоть до п ~ 300 от галактич. зон Н II, планетарных туманностей, центральных областей нашей Галактики и нек-рых др. галактик. Обнаружены также линии Не, Не II, С II. Осн. механизмом образования Р. с. в астрофиз. объектах является фоторекомбинация, поэтому радиолинии излучения наз. также рекомбинац. радиолиниями. Радиолинии между Р. с. играют важную роль в диагностике астрофиз. объектов. Для п < 100 ширина таких линий обусловлена и позволяет судить о ионной темп-ре космич. плазмы. Для более высоких п в уширение вносят вклад столкновения с электронами, и т. о. по ширине радиолиний можно оценить также электронов. Отношение интенсивностей радиолиний и континуума даёт электронную темп-ру.

В межзвёздных облаках обнаружены радиолинии поглощения, принадлежащие иону С II и соответствующие переходам между Р. с. с п > 700.

Лит.: 1) R у d b е r g J. R., «Z. Phys. Chem.», 1890, Bd 5, S. 227; 2) Ридберговские состояния атомов и молекул, пер. с англ., М., 1985; 3) Вайнштейн Л. А., Собельман И. И., Ю к о в Е. А., Возбуждение атомов и , М., 1979; 4) Нагое he S., Raimond J. M., «Adv. in Atom. and Molec. Phys.», 1985, v. 20, p. 347; 5) Сороченко Р. Л., Рекомбинациошше радиолинии, в кн.: Физика космоса, 2 изд., М., 1986. И. Л. Бейгман ,

Ридберговские состояния молекул . Высоковозбуждённые электронные состояния М., так же как и атомные, подобны серии состояний атома водорода. Ридберговские орбитали молекул обозначаются главным п и орбитальным l квантовыми числами и типом группы симметрии молекулы (напр., nsa 1 , npb 1) . Энергия Р. с. (отсчитываемая от границы ионизации молекул) определяется ф-лой Ридберга (2). Для молекулы, состоящей из атомов первого периода, величина квантового дефекта для nd -орбиталей очень мала (0,1), для nр -орбиталей несколько выше (0,3-0,5), а для ns -орбиталей значительно больше (0,9-1,2). Стабильность Р. с. молекул зависит от стабильности осн. состояния или низколежащего возбуждённого состояния молекулярного иона, получающегося при удалении ридберговского электрона, т. к. ридберговская орбиталь, вообще говоря, является несвязывающей. Стабильность иона зависит от того, удаляется ли электрон со связывающей, разрыхляющей или несвязывающей молекулярной орбитали осн. состояния нейтральной молекулы. Напр., для Н 2 О из занятых молекулярных орбиталей в оси. состоянии самой верхней является несвязывающая молекулярная орбиталь 1b 1 . Поэтому осн. состояние иона Н 2 О + , получающегося при удалении электрона с этой орбитали, столь же стабильно, как и осн. состояние молекулы Н 2 О: практически все Р. с. молекулы Н 2 О, сходящиеся к осн. состоянию иона Н 2 O + , стабильны.

Если электрон переходит с низколежащей на более высокую молекулярную орбиталь с тем же п , то получающиеся состояния наз. субридберговским и. Т. к. п не является вполне определённым квантовым числом для низких молекулярных орбиталей, субридберговские состояния мало отличаются от Р. с. молекул, хотя субридберговские орбитали могут быть и связывающими.

Р. с. молекул отличаются от Р. с. атомов гл. обр. благодаря колебаниям, вращениям и возможности диссоциации ионного остова молекулы. Если ионный остов находится в возбуждённом колебат. состоянии, то ридберговский электрон при проникновении в ионный остов (что происходит довольно редко, с вероятностью) может испытать неупругое столкновение с остовом, приобрести достаточную кинетич. энергию за счёт колебат. энергии остова и привести к ионизации молекулы, наз. колебательной автоионизацией. Процесс автоионизации возможен также за счёт вращения. Высоковозбуждённые Р. с. молекул обычно лежат так близко, что энергетич. интервал между ними бывает такого же порядка или даже меньше, чем квант колебат. или вращат. энергии молекулы. Поэтому часто разделение электронного и ядерного движений, принятое в приближении Берна - Оппенгеймера, для молекул в Р. с. становится непригодным.

Лит.: Герцберг Г., Электронные спектры и строение многоатомных молекул, пер. с англ., М., 1969; Ридберговские состояния атомов и молекул, под ред. Р. Стеббингса, Ф. Данвинга, пер. с англ., М., 1985. М. Р. Алиев .

Щелочных металлов, у которых внешний электрон находится в высоковозбуждённом состоянии (вплоть до уровней n порядка 1000). Для перевода атома из основного в возбуждённое состояние его облучают резонансным лазерным светом или инициируют радиочастотный разряд. Размер ридберговского атома может превышать размер находящегося в основном состоянии того же самого атома почти в 10 6 раз для n = 1000 (см. таблицу ниже).

Свойства ридберговских атомов

Электрон, вращающийся на орбите радиуса r вокруг ядра, по второму закону Ньютона испытывает силу

где ( - диэлектрическая восприимчивость), e - заряд электрона.

Орбитальный момент в единицах ħ равен

Из этих двух уравнений получим выражение для орбитального радиуса электрона, находящегося в состоянии n :

Схема лазерного возбуждения атома рубидия в ридберговское состояние.

Энергия связи такого водородоподобного атома равна

где Ry = 13.6 эВ есть постоянная Ридберга , а δ - дефект заряда ядра, который при больших n несущественен. Разница энергий между n -ым и n+1 -ым уровнями энергии примерно равна

Характерный размер атома r n и типичный квазиклассический период обращения электрона равны

где a B = 0.5·10 −10 м - боровский радиус , а T 1 ~ 10 −16 с .

Параметры первого возбуждённого и ридберговского состояний атома водорода

Главное квантовое число ,	Первое возбуждённое состояние,	Ридберговское состояние,
Энергия связи электрона в атоме (потенциал ионизации), эВ	≃ 5	≃ 10 −5
Размер атома (радиус орбиты электрона), м	~ 10 −10	~ 10 −4
Период обращения электрона по орбите, с	~ 10 −16	~ 10 −7
Естественное время жизни, с	~ 10 −8	~ 1

Длина волны излучения атома водорода при переходе с n ′ = 91 на n = 90 равна 3,4 см

Дипольная блокада ридберговских атомов

При возбуждении атомов из основного состояния в ридберговское происходит интересное явление, получившие название «дипольная блокада».

В разреженном атомном паре расстояние между атомами, находящимся в основном состоянии, велико, и взаимодействия между атомами практически нет. Однако, при возбуждении атомов в ридберговское состояние их радиус орбиты увеличивается в и достигает величины порядка 1 мкм. В результате атомы «сближаются», взаимодействие между ними значительно увеличивается, что вызывает смещение энергии состояний атомов. К чему это приводит? Предположим, что слабым импульсом света удалось возбудить только один атом из основного в риберговское состояние. Попытка заселить тот же уровень другим атомом из-за «дипольной блокады» становится заведомо невозможной .

Направления исследования и возможные применения

Исследования, связанные с ридберговскими состояниями атомов, можно условно разбить на две группы: изучение самих атомов и использование их свойств для прочих целей.

Фундаментальные направления исследования:

Необычные свойства ридберговских атомов уже находят свои применения

В 2009 году исследователями из удалось получить Ридберговскую молекулу (англ.) русск. .

Радиоастрономия

Первые экспериментальные данные по ридберговским атомам в радиоастрономии были получены в 1964 году Р. С. Сороченко и др. (ФИАН) на 22-метровом зеркальном радиотелескопе, созданном для исследования излучения космических объектов в сантиметровом диапазоне частот. При ориентации телескопа на туманность Омега в спектре радиоизлучения, идущего от этой туманности, была обнаружена линия излучения на длине волны λ ≃ 3,4 см . Эта длина волны соответствует переходу между ридберговскими состояниями n ′ = 91 и n = 90 в спектре атома водорода .

Примечания

Литература

Neukamner J., Rinenberg H., Vietzke К. et al. Spectroscopy of Rydberg Atoms at n ≅ 500 // Phys. Rev. Lett. 1987. Vol. 59. P. 26.
Frey M. T. Hill S.B.. Smith K.A.. Dunning F.B., Fabrikant I.I. Studies of Electron-Molecule Scattering at Microelectronvolt Energies Using Very-High-n Rydberg Atoms // Phys. Rev. Lett. 1995. Vol. 75, № 5. P. 810-813.
Сороченко Р. Л., Саломонович A.E. Гигантские атомы в космосе // Природа. 1987. № 11. С. 82.
Далгарно А. Ридберговские атомы в астрофизике // Ридберговские состояния атомов и молекул: Пер. с англ. / Под ред. Р. Стеббинса, Ф. Даннинга. М.: Мир. 1985. С. 9.
Смирнов Б. М. Возбужденные атомы. М.: Энергоиздат, 1982. Гл. 6.

Ссылки

Делоне Н. Б. Ридберговские атомы // Соросовский образовательный журнал , 1998, № 4, с. 64-70
«Конденсированное ридберговское вещество» , Э. А. Маныкин, М. И. Ожован, П. П. Полуэктов, статья из журнала «Природа» N1, 2001.

Wikimedia Foundation . 2010 .

Текущая версия страницы пока не проверялась

Текущая версия страницы пока не проверялась опытными участниками и может значительно отличаться от, проверенной 9 ноября 2018; проверки требует.

Ри́дберговские а́томы (названы в честь Й. Р. Ридберга) - водородоподобные атомы и атомы щелочных металлов, у которых внешний электрон находится в высоковозбуждённом состоянии (вплоть до уровней n порядка 1000). Для перевода атома из основного в возбуждённое состояние его облучают резонансным лазерным светом или инициируют радиочастотный разряд. Размер ридберговского атома может превышать размер находящегося в основном состоянии того же самого атома почти в 10 6 раз для n = 1000 (см. таблицу ниже).

Электрон, вращающийся на орбите радиуса r вокруг ядра, по второму закону Ньютона испытывает силу

Из этих двух уравнений получим выражение для орбитального радиуса электрона, находящегося в состоянии n :

где Ry = 13,6 эВ есть постоянная Ридберга , а δ - дефект заряда ядра, который при больших n несущественен. Разница энергий между n -м и (n  + 1)-м уровнями энергии равна

Характерный размер атома r n и типичный квазиклассический период обращения электрона равны

Длина волны излучения атома водорода при переходе с n ′ = 91 на n = 90 равна 3,4 см .

Когерентное управление дипольной блокадой ридберговских атомов лазерным светом делает их перспективным кандидатом для практической реализации квантового компьютера . По сообщениям научной печати, до 2009 года важный для вычислений элемент квантового компьютера двух-кубитный вентиль экспериментально не был реализован. Однако, имеются сообщения о наблюдении коллективного возбуждения и динамического взаимодействия между двумя атомами и в мезоскопических образцах.

Сильно взаимодействующие ридберговские атомы характеризуются квантовым критическим поведением, что обеспечивает фундаментальный научный интерес к ним независимо от приложений.

В 2009 году исследователями из удалось получить Ридберговскую молекулу (англ.) .

В Бозе-Эйнштейновском конденсате атомов стронция-84 могут возникать поляроны, представляющие собой ридберговские атомы, окруженные облаком упругих деформаций. Этот эффект увидели на практике и обосновали теоретически физики из Австрии и США. Статья опубликована в Physical Review Letters , препринт работы выложен на сайте arXiv.org.

Когда медленный электрон движется сквозь диэлектрик, он взаимодействует с его атомами и деформирует (поляризует) решетку. При перемещении электрона область деформаций смещается вместе с ним, и получается, будто электрон постоянно окружен облаком фононов . Более того, оказывается, что получившаяся обладает квадратичным спектром, то есть имеет некоторую эффективную массу (она немного больше массы «обычного» электрона-квазичастицы). Такая квазичастица называется поляроном . Не следует путать эту квазичастицу с поляритоном , возникающим при взаимодействии фотонов с элементарными возбуждениями среды (фононами, экситонами, плазмонами, магнонами и так далее).

Поляроны возникают не только в диэлектриках, но и в металлах, полупроводниках, ионных кристаллах и даже ферромагнетиках (смотри «мешок Нагаоки»), а в качестве «ядра» полярона может выступать не только электрон, но и другая заряженная неоднородность. Разумеется, свойства поляронов в разных материалах отличаются. Поляроны играют важную роль для объяснения проводимости ионных кристаллов и полярных полупроводников, спинового переноса в органических полупроводниках и оптического поглощения двумерных материалов.

В этой статье группа ученых под руководством Томаса Киллиана (Thomas Killian) сообщает о спектроскопических наблюдениях ридберговских поляронов в атомов стронция-84. В таких поляронах в качестве «ядра» выступает ридберговский атом - атом, в котором электрон очень сильно возбужден, то есть находится на уровне с очень большим значением главного квантового числа . В результате внутреннюю часть атома можно рассматривать как эффективную частицу с единичным положительным зарядом и большой массой, а в целом атом сильно напоминает обычный атом водорода.

Для начала исследователи приготовили бозе-конденсат, удерживая облако атомы стронция с помощью лазерных лучей (оптически-дипольная ловушка) и охлаждая его до температуры порядка 150 нанокельвинов. Среднее расстояние между соседними атомами в таком конденсате составляло примерно 80 нанометров. Затем ученые ионизировали атомы с помощью коротких (порядка микросекунды) вспышек лазеров с длиной волны 689 и 319 нанометров. В результате один из электронов внешней оболочки атома стронция переходил с s -орбитали на p -орбиталь, а потом перескакивал на s -орбиталь более высокой n -ой оболочки. Наконец, ученые измерили линейный отклик бозе-конденсата, то есть нашли, как амплитуды перехода между основным (невозбужденным) и возбужденным состояниями зависит от частоты возбуждения. В результате исследователи получили, что на низких частотах отклик растет согласно с распределением Гаусса (заштрихованные области на рисунке), а при достижении максимума спектр становится практически постоянным.

Зависимость линейного отклика от частоты возбуждения для различных значений главного квантового числа n ридберговоского атома, образующего полярон. Линиями отмечена теоретически рассчитанная зависимость, точками - экспериментальные данные

F. Camargo et al. / Phys. Rev. Lett.

Также ученые численно исследовали конденсат атомов стронция, чтобы объяснить возникновение поляронов. Действительно, выписывая и диагонализуя гамильтониан ридберговского атома, помещенного в бозе-конденсат, можно получить спектр поляронов (гамильтониан Фрёлиха , Fröhlich Hamiltonian). Для этого физики использовали разработанный ранее подход, основанный на вычислении функциональных детерминантов (functional determinant approach, FDA). Вычисленная теоретически зависимость хорошо объясняла экспериментальные данные, причем ее гауссовая часть отвечала образованию поляронов.

Вообще говоря, обычно физики работают с бозе-конденсатом атомов рубидия-87, и раньше авторы статьи уже пытались разглядеть в нем поляроны. Однако из-за особенностей электронных оболочек ( -wave shape resonance) спектр поглощения ридберговских атомов рубидия сильно зависит от номера уровня n , на котором находится электрон, и это мешает распознать в экспериментальных данных резонансы, отвечающие поляронам. В конденсате атомов стронция-84 такие проблемы не возникают.

В конце прошлого года швейцарские физики из Института квантовой электроники в бозе-конденсате атомов рубидия-87 хиггсовскую и голдстоуновскую моду колебаний, хотя обычно одна из этих мод бывает подавлена. Для этого они удерживали конденсат с помощью лазерных пучков и следили за возникающими в нем возбуждениями с помощью брэгговской спктроскопии.

Дмитрий Трунин

Михаил Лукин - профессор физики Гарвардского университета и Владан Вулетич - его коллега из Сербии, профессор физики Массачусетского технологического института, в уникальном эксперименте смогли заставить кванты электромагнитного излучения связываться и образовывать совершенно новое состояние материи, на подобии молекулы. Их работа описана в журнале Nature от 25 сентября 2013 года.
Вероятность существования такой материи до настоящего времени исследовалось только теоретически.

Подобная теория, по мнению авторов, противоречит с базисными представлениями о природе света.
Общепринятым является факт, что фотоны – это частицы, не имеющие массы, которые не взаимодействуют друг с другом: лазерные лучи, направленные навстречу друг-другу проходят насквозь один через другой.

Ученым удалось построить среду особенного типа. Они показали, что в такой среде кванты взаимодействуют так сильно, что ведут себя как если бы имели массу.
Лукин приводит сравнение со световыми мечами из космических фэнтези. При взаимодействии фотонов они отталкиваются друг от друга и отклоняются в сторону. Происходящие с молекулами явления напоминают Лукину сражение джедаев на световых мечах в фильме «Звездные войны».

Михаил Лукин и его коллеги (Офер Фистерберг и Алексей Горшков из Гарварда, Тибо Пейронель и Ци Лян из Массачусетса) создали специальные условия среды, для того что бы заставить фотоны, которые в норме не имеют массы, взаимодействовать. Для этого в вакуумную камеру были помещены атомы рубидия, далее атомное облачко охлаждается практически до абсолютного нуля с помощью лазера. И наконец, выстреливали в образовавшееся облако единичными сверхслабыми лазерными импульсами.

Основной принцип заключается в том, что, проходя через облако холодных атомов, энергия фотона приводит в состояние возбуждения встречные атомы, что ведет к значительному замедлению движения кванта. Фотон движется через облачко, а его энергия передаётся соседним атомам и в конце выходит из облака вместе с квантом, при этом он сохраняет свою идентичность.

Подобный эффект наблюдается при преломлении света в стакане с водой. Свет отдает долю своей энергии среде и находится внутри нее и как свет, и как вещество. Но по выходу из воды, он сохраняет свою идентичность. В эксперименте с фотонам мы наблюдаем этот же принцип: свет значительно замедляется и передает окружающей среде больше энергии, чем при рефракции.

В эксперименте ученые обнаружили, что при выстреле в облако двумя квантами они выходят как одна молекула. Такой эффект называется блокада Ридберга.

Когда атом возбужден, соседние атомы не могут быть возбуждены до такого же уровня. Это означает, что когда два кванта входят в облако первый возбуждает ближний атом, но, прежде чем второй возбудит соседний, первый фотон должен продвинуться вперед. Иначе говоря, вследствие того, что энергия фотонов переходит на соседние атомы, они толкают друг друга сквозь среду. Авторы делают вывод: атомное взаимодействие предопределяет квантовое взаимодействие, в результате, такой эффект заставляет фотоны ввести себя в среде подобно единой молекуле и покидать ее, как один фотон.

Каково же практическое применение этого эффекта?

На сегодняшний день фотоны – лидирующее средство для транспорта квантовой информации.
Для создания квантового компьютера требуется система способная сохранять и анализировать квантовую информацию, а для этого необходимо понимать принцип взаимодействия фотонов.

Ученым удалось доказать, что создание квантового переключателя и оператора квантовой логики возможно. Для этого необходимо повышать эффективность открытого процесса, но это лишь дело времени. На данный момент, это открытие является образцом принципиальной идеи фотонного взаимодействия.

Михаил Лукин приводит пример, что созданная система, в скором времени может быть использована для создания трехмерных кристаллоподобнх структур из фотонов.