© Э.А. Маныкин, М.И. Ожован, П.П. Полуэктов

КОНДЕНСИРОВАННОЕ РИДБЕРГОВСКОЕ ВЕЩЕСТВО

Э.А. Маныкин, М.И. Ожован, П.П. Полуэктов

Эдуард Анатольевич Маныкин, доктор физико-математических наук,
заведующий отделом нелинейной оптики твердых тел ИСФТТ РНЦ “Курчатовский институт”.
Михаил Иванович Ожован, доктор физико-математических наук,
заместитель директора Центра разработки технологий и аналитического контроля НПО “Радон”.
Павел Петрович Полуэктов, доктор физико-математических наук,
заместитель директора отделения ГНЦ РФ ВНИИНМ им. А.А. Бочвара.

Помимо известных всем трех фаз - газообразной, жидкой и твердой - вещество может находиться и в менее привычных состояниях. Так, при сверхвысоких температурах это - плазма, ионизованный газ, у которого кинетическая энергия движущихся частиц превалирует над энергией их взаимодействия друг с другом. При сверхвысоких давлениях, которые бывают разве что в космических объектах, возможно существование нейтронной материи. Однако для физики интересны не только устойчивые состояния вещества в конкретных условиях, не менее привлекательны - возбужденные и метастабильные. Для молекул, атомов и ядер последние хорошо известны, как и роль, которую они играют в разных процессах. Часто переход из одного стабильного состояния в другое происходит через некоторое метастабильное промежуточное. Причем в возбужденных или метастабильных состояниях могут находиться не только отдельные частицы (ядра, атомы, молекулы), но и совокупности частиц. Существуют даже метастабильные фазы, некоторые сопутствуют человеку на протяжении его жизни, а иные остаются неизменными веками и тысячелетиями. Примером могут служить стекла и вообще стеклообразное вещество. Так, найдены образцы вулканического стекла возрастом десятки-сотни миллионов лет! А ведь стекло в принципе метастабильно и со временем обязано кристаллизоваться. Таким образом, часто важен не сам факт стабильности изучаемого состояния, а сколь оно распространено и как долго существует.

Мы сосредоточимся на относительно короткоживущих объектах, состоящих целиком из высоковозбужденных атомов и молекул*. Напомним, что высоковозбужденные состояния атомов называются ридберговскими. В этой связи газовые или сконденсированные фазы из таких атомов или молекул также называют ридберговскими, причем часто употребляют термин “ридберговское вещество”.

* Современная физика интересуется свойствами и более сложных объектов: например, изучаются фазовые переходы в различных системах элементарных возбуждений в твердых телах.

В далеком 1969 г. Л.В.Келдыш пришел к неординарному по тем временам предположению: газ экситонов (элементарных возбуждений в полупроводнике, структура которых напоминает атом водорода) при достаточном сгущении должен сконденсироваться в некоторую жидкоподобную (хотя и метастабильную) фазу. Это предсказание, сделанное “на кончике пера”, как это нередко бывает в науке, вскоре подтвердилось. Исследование электронно-дырочных капель продолжается во всем мире и сейчас, и весьма продуктивно. Позднее, к 80-м годам, появились теоретические работы, предсказывающие переход системы большого числа возбужденных атомов в новое, конденсированное возбужденное состояние [1]. В нем, как упоминалось выше, вещество состоит целиком из возбужденных атомов, и, что особенно важно, время жизни этого состояния может быть огромно - в некоторых случаях намного больше времени жизни изолированных возбужденных атомов.

Атомы возбужденные и метастабильные

Наиболее подробно изучен возбужденный атом водорода. Его энергетический спектр описывается известной формулой:

E_n,i = –me⁴/2h²n²,

где n - главное квантовое число. Волновые функции электрона в атоме водорода также хорошо известны для всех состояний, и с их помощью можно подсчитать средний радиус атома в каждом состоянии

<r> = (a₀/2)[3n² – l(l+1)],

где a₀ - радиус Бора (0.529 Е). В отличие от энергии, которая определяется только числом n, величина <r> зависит и от орбитального квантового числа I. Как видно из формулы, наиболее “раздут” атом в сферически симметричном состоянии (когда I = 0): в нем электрон в среднем более всего удален от ядра. Какова же структура электронного облака, или точнее - какова вероятность обнаружить электрон на данном расстоянии r от ядра? На рис.1 показана радиальная зависимость этой величины для первых трех (n = 1, 2, 3) S-состояний атома водорода (сферически симметричных). Видно, что характерный размер атома действительно быстро растет; электронное облако как бы выталкивается к периферии по мере его возбуждения. При данном n и I=0 электрон в среднем находится на расстоянии 3n²a₀/2 от ядра, проводя основное время в слое толщиной na₀.

Рис. 1. Распределения плотности вероятности обнаружить электрон на данном расстоянии от ядра в сферически симметричных состояниях атома водорода. С ростом уровня возбуждения полое электронное облако «раздувается».

Метастабильные атомы - это возбужденные атомы, излучательный распад которых (переход в основное состояние с испусканием фотонов) запрещен правилами отбора. Вследствие этого их время жизни может быть очень продолжительным. Например, возбужденный атом водорода в метастабильном состоянии 2S_1/2 (n =2, l =0, J = 1/2) существует ~2 мс, в то время как у обычных возбужденных атомов распад происходит за 1 мкс. Благодаря значительному времени жизни метастабильные атомы могут накапливаться до относительно высоких концентраций 10¹²-10¹⁴ см^–3, оставаясь возбужденными. Снятие возбуждений в таких системах происходит вследствие межатомных столкновений и может затягиваться на макроскопические времена.

Длительное существование характерно, однако, не только для метастабильных атомов, но и всех высоковозбужденных, когда n>>1. Мы уже говорили, что такие атомы, как и их высоковозбужденные состояния, называют ридберговскими. Для атомов всех элементов эти состояния водородоподобны. Причина в том, что при n>>1 внешний электрон почти все время удален от иона на очень большие расстояния. Тем самым он движется в поле положительно заряженного атомного остатка (как в водородном атоме вокруг ядра). Отклонения от этой модели заметны только на близких расстояниях от центра. Спектр ридберговского атома весьма точно описывается формулой

E = –me⁴/2h²(n+d )²,

где d - это поправка Ридберга, иначе называемая квантовым дефектом, которая отражает факт отклонения поля от кулоновского на малых расстояниях. Главная особенность ридберговских состояний - универсальный для всех атомов характер. Время жизни этих состояний растет пропорционально n⁹/2 и может достигать миллисекундных значений и более в зависимости от того, насколько велико главное квантовое число n.

Почему возбужденные атомы конденсируются

Мы уже говорили, что столкновения - основной механизм снятия возбуждений в системах метастабильных или ридберговских атомов. Однако всегда ли столкновения приводят к разрушению возбужденных состояний? Ведь, как уже доказано, газ возбужденных атомов при некоторой плотности конденсируется. Так почему же и как это происходит?

Напомним предсказание Келдыша: если газ экситонов сделать достаточно плотным, он должен сконденсироваться в электронно-дырочные капли. Похожим образом и возбужденные атомы в одних условиях могут оставаться газом, а в других конденсироваться. Понять это можно, проследив за энергией системы большого числа одинаково возбужденных атомов при постепенном увеличении их концентрации.

Пусть у каждого атома есть один электрон, возбужденный в состояние n. Электрон движется в поле атомного потенциала v(r), и его полная энергия - E_n. На большом расстоянии от ионного остатка потенциал имеет кулоновский вид –e²/r. Пока концентрация возбужденных атомов мала, они находятся на очень больших расстояниях друг от друга и взаимодействие между ними несущественно. Энергия такого разреженного газа практически равна сумме энергий отдельных атомов. Будем теперь увеличивать его плотность. Расстояния между соседними атомами начнут уменьшаться, и, когда их волновые функции станут перекрываться, в игру вступят межчастичные взаимодействия. Возбужденные электроны, находясь почти все время вдали от своих ионных остатков, будут проникать в соседние атомы и притягиваться не только своими ионами, но и чужими.

Вот тут мы и вспомним об энергии. Согласно одному из общих принципов механики, любой системе энергетически выгодней находиться в состояниях с меньшей энергией. Потенциальная энергия, отвечающая притяжению, всегда отрицательна и тем больше по абсолютной величине, чем сильнее притяжение. Поэтому в указанных условиях потенциальная энергия системы все более взаимодействующих с ионами электронов станет понижаться, обеспечивая выигрыш от увеличения плотности газа.

Полная энергия электрона складывается из потенциальной энергии взаимодействия с ионом (ионами) и кинетической энергии. Что же происходит с кинетической энергией электрона при сближении атомов? Эта сугубо положительная величина определяется характером движения электрона, т.е. видом его волновой функции. У медленного электрона волновая функция меняется от точки к точке очень плавно, у быстрого, с большой кинетической энергией, наоборот - быстро осциллирует в пространстве. Возможность заходить в соседние атомы вынуждает волновую функцию электрона изменяться. Она становится более плавной, поскольку теперь область движения частицы расширяется. Очевидно, кинетическая энергия электрона при этом несколько уменьшается. Получается, что сближение возбужденных атомов им выгодно вдвойне: и потенциальная энергия, и кинетическая падают.

Ну а что же происходит, если еще более уплотнять газ возбужденных атомов? Понять это помогает рис.2, где схематично изображен потенциал взаимодействия возбужденного электрона с ионами как при малых плотностях (тогда это по сути суперпозиция атомных потенциалов), так и больших, когда расстояния между атомами порядка их радиуса.

Рис. 2. Картины потенциала для газа из возбужденных атомов (слева) и металлизированного состояния также из возбужденных атомов. В первом случае электрон возбужденного атома движется в поле ионного остатка, и его спектр дискретный. При достаточном сжатии газа электроны коллективизируются, что приводит к трансформации потенциала и образованию зонной структуры уровней.

В первом случае мы имеем дело с газом возбужденных атомов, каждый из которых сохраняет свои индивидуальные свойства. Во втором случае перекрытие волновых функций атомов настолько велико, что энергетический спектр системы трансформируется, приобретая зонные черты, характерные для металлов: электроны более не связаны со своими ионными остовами и движутся в некотором коллективном (образованном всеми ионами и электронами) потенциале, V(r). Здесь возбужденный атом нельзя считать отдельной, выделенной единицей, ибо он полностью теряет свою индивидуальность. Можно, однако, как это делается в физике твердого тела, ввести элементарную ячейку, например ячейку Вигнера-Зейтца, которая содержит один ион, окруженный облаком с зарядом, равным электронному. Составляет этот заряд на самом деле не один какой-то выделенный электрон, а все электроны системы, которые теперь получили возможность двигаться в поле не только своего, но и всех остальных ионов. Иногда говорят, что ячейка Вигнера-Зейтца выделяет некий нейтральный псевдоатом и, мол, из таких образований и состоит конденсированное состояние.

Продолжим и дальше увеличивать плотность системы. Казалось бы, и ее энергия должна монотонно понижаться, ведь из-за больших размеров возбужденных атомов запас увеличения плотности значителен. Потенциальная энергия электронов действительно будет падать, а вот кинетическая уменьшаться слишком долго не может: как только среднее межатомное расстояние достигнет некоторого значения R_n, убыль кинетической энергии сменится очень быстрым возрастанием, ликвидируя все выгоды от сближения. Ситуация во многом напоминает поведение электрона в отдельном атоме. Здесь также необходимо понять, почему электрон не падает на ион, а в возбужденном атоме проводит почти все время вдали от ядра. Что мешает ему проникать в близкую к ядру область с низкой потенциальной энергией? Дело в том, что во внутренних областях волновая функция электрона испытывает множество быстрых осцилляций, которым отвечает большая кинетическая энергия: она “съедает” всю выгоду от понижения потенциальной. Именно поэтому в возбужденном атоме электрон старается быть подальше от внутренней области быстрых осцилляций.

Квантовомеханическое описание предписывает волновой функции возбужденного электрона быть ортогональной волновым функциям всех нижележащих по энергии состояний. Чем выше уровень возбуждения, тем жестче требования ортогональности и соответственно больше радиус области (тот самый R_n) быстрых осцилляций. Чересчур сжав систему возбужденных атомов, мы заставим электроны проводить большую часть времени на меньших, чемR_n, расстояниях от ядер, где кинетическая энергия неоправданно велика. Суммарная энергия системы вместо еще большего понижения начнет быстро расти, как это показано на рис.3.

Рис. 3. Возникновение связи в системе возбужденных атомов при их сближении. Здесь r - межатомное расстояние; Е - полная, Т - кинетическая, U - потенциальная энергии. При больших r эти параметры характеризуют отдельный возбужденный атом. Наличие потенциальной ямы в зависимости Е(r) обеспечивает появление связанных состояний.

Итак, мы приходим к выводу, что полная энергия системы возбужденных атомов как функция плотности (или межатомного расстояния) имеет некий минимум. Отвечающее ему коллективное состояние энергетически наиболее выгодно и реализуется в виде конденсированного возбужденного состояния. Самое время вспомнить восточную мудрость, говорящую о том, что море побеждает реки тем, что расположилось ниже их!

Теоретические хитрости

Описать конденсированное возбужденное состояние помогают известные в теории твердого тела методы, правда, после соответствующей адаптации к не совсем свойственным для них условиям. Например, чтобы найти уравнение состояния, проводят минимизацию энергии системы. Однако ридберговские атомы возбужденные, поэтому минимизирующие функции следует брать только из ограниченного класса функций, отвечающих условиям возбуждения. Далее, волновые функции электронов обязаны и в конденсате сохранять свою ортогональность функциям всех нижележащих состояний. Нельзя сказать, что это требование делает расчет невозможным, но оно его очень усложняет. Впрочем, похожую трудность твердотельщики преодолели еще на рубеже 70-х. В металлах волновая функция валентного электрона должна быть также ортогональна функциям всех нижележащих состояний, в том числе внутренних оболочек иона. Математически эту ортогонализацию учитывают введением некоторого компенсирующего отталкивающего потенциала в области внутренних оболочек. Физический смысл появления такого отталкивания как раз и отражает факт большой кинетической энергии электрона из-за быстрых осцилляций его волновой функции в этой области.

Значительный шаг вперед, позволивший избежать ортогонализации волновых функций и сложных математических преобразований, - замена истинного потенциала взаимодействия в области внутренних оболочек некоторым сглаженным модельным псевдопотенциалом, сохраняющим, однако, истинное поведение валентного электрона вдали от притягивающего центра. Метод псевдопотенциала, конечно же, применим и к возбужденным атомам, поскольку в основе имеет точное математическое преобразование, а не какую-то гипотезу.

Уравнение состояния для нашей системы можно найти еще одним, близким по идеологии, методом: заменить возбужденные атомы некими невозбужденными псевдоатомами (не путать с псевдоатомами твердого тела!), спектр которых тот же, а волновые функции совпадают с атомными вдали от ядра, но во внутренних областях (на расстояниях меньше R_n) являются плавными (без осцилляций - как в невозбужденном атоме). На практике такая процедура сводится к замене истинного потенциала взаимодействия электрона с ионом неким псевдопотенциалом, в поле которого электрон находится в основном состоянии. После чего возможен расчет с применением вариационной процедуры.

Увы, здесь возникает новая трудность. Плотность конденсированного возбужденного состояния, несмотря на его металлическую природу, чрезвычайно мала. Ввиду очень больших размеров возбужденных атомов она газовая или даже вакуумная. Помимо этого, распределение электронов в пространстве крайне неоднородно. Такое сочетание для теории очень нестандартно, хотя пространственная неоднородность скорее правило, чем исключение. Более или менее равномерно электроны распределены разве что в щелочных металлах и в экзотическом металлическом водороде. Вообще же в атомах, молекулах, металлах и др. они распределены как раз неоднородно. А известная всем модель почти свободных электронов есть всего лишь приближение, впрочем, позволившее правильно описать многие свойства металлов. Эта модель применительно к конденсированным возбужденным состояниям не работает вовсе, поскольку здесь необходимо с самого начала учесть неоднородность электронной жидкости. Преодолеть эту трудность в теории конденсированного возбужденного состояния помогли методы, разработанные для описания неоднородной электронной жидкости.

Основы теории неоднородной электронной жидкости заложили П.Хоэнберг, У.Кон и Л.Шэм еще в 60-е годы. В ней исходят из принципа минимума некоторого функционала плотности электронной жидкости, причем в случае однородного распределения электронов подход в точности сводится к известным теоретическим моделям. Теория успешно применяется как для описания атомов и молекул, так и твердого тела.

Таким образом, прогресс в понимании свойств конденсированного возбужденного состояния был достигнут только после объединения методов двух теорий: псевдопотенциала и неоднородной электронной жидкости. Схема расчета выглядит довольно простой. Сначала вводится псевдопотенциал, описывающий данное состояние возбужденного атома. Затем находится минимум энергии неоднородной системы электронов в суммарном поле псевдопотенциалов. Минимизирующие функции применяются далее для оценки различных параметров конденсата. Наиболее полные расчеты проведены для высоковозбужденных атомов. Здесь как раз и пригодилась универсальность ридберговских состояний. А особенности строения конденсата из возбужденных атомов для каждого вещества отражаются в поправке Ридберга d_l.

Для возбужденных состояний атома цезия были получены численные данные, позволяющие судить о некоторых параметрах конденсированных возбужденных состояний. Дадим здесь лишь некоторые из них (см. таблицу).

Как же наблюдать конденсированное возбужденное состояние? Оно имеет газовую плотность, отнюдь не низкую температуру плавления, да к тому же прозрачно в видимом диапазоне. Если где-то конденсированное возбужденное состояние и появляется, скажем, в виде капелек, то мы этого никак и не заметим! Время жизни капелек, как мы видим из таблицы, отнюдь не мало. Поэтому излучение из-за рекомбинации возбуждений слишком слабое, и скорее всего мы его тоже не увидим. Разве что повезет и что-то искусственно заставит конденсат распасться.

Может быть, именно из-за неброскости конденсированное возбужденное состояние и не привлекало особого внимания к себе. Хотя теоретики, да и экспериментаторы, то и дело обнаруживали, что оно должно существовать.

Откуда берется метастабильность

Переход от изолированных возбужденных атомов к конденсированному возбужденному состоянию сопровождается ростом энергии связи и увеличением времени жизни возбуждений. Мы уже поняли механизм появления связи в конденсате, он в общем-то такой же, что и в обычных металлах. В его основе - перекрытие волновых функций возбужденных атомов, делокализация или коллективизация всех возбужденных электронов. Но почему же столь велико время жизни? Здесь есть две причины, первую из которых легко понять сходу, а о второй придется немного поговорить.

Поскольку образование конденсированного возбужденного состояния энергетически выгодно, энергетические уровни электронов в конденсате располагаются ниже начальных положений. Из приведенной выше формулы для спектра ридберговского атома видно, что чем выше уровень возбуждения, тем чаще эти уровни расположены. Энергия уровня обратно пропорциональна квадрату главного квантового числа, значит, расстояния между соседними уровнями с ростом n уменьшаются обратно пропорционально третьей степени n. Понижение уровней энергии электронов при переходе высоковозбужденных атомов в конденсированное состояние (такой конденсат называют ридберговской материей) делает невыгодными переходы между соседними состояниями конденсата. В ридберговской материи распад возможен только сразу в состояния, близкие к основному! А вероятность таких переходов значительно меньше, как и в отдельных атомах. Итак, это первая причина, которая, однако, далеко не главная.

Вторая причина метастабильности ридберговской материи генетически связана с неоднородностью распределения электронов в пространстве. И в обычных твердых телах (металлах) было замечено, что подобные неоднородности усиливаются так называемым обменно-корреляционным взаимодействием электронов: созданное где-то избыточное сгущение электронов благодаря этому взаимодействию еще более уплотняется. Потенциал обменно-корреляционного взаимодействия иногда называют потенциалом Слэтера или Дирака-Слэтера; он пропорционален кубическому корню из плотности электронов в данной точке. Но в обычном веществе, скажем металле, обменно-корреляционное взаимодействие действует на фоне очень сильного кулоновского и лишь слегка искажает общий потенциал, не изменяя его принципиально.

Напротив, в ридберговской материи кулоновское взаимодействие ослаблено - ведь электроны находятся на очень больших расстояниях от ионов. Поэтому здесь даже небольшое искажение потенциала может изменить характер взаимодействия. И действительно, расчеты показали, что для уровней возбуждения, начиная примерно с седьмого, в потенциале взаимодействия электрона с ионом возникает область отталкивания! Она тем шире, чем выше уровень возбуждения.

Взглянем на рис.4, где показана картина потенциала вблизи иона, окруженного коллективизированными электронами в конденсированном состоянии возбужденных атомов цезия при n = 10, l = 0. На расстояниях около R₁₀= 28 Е (соответствующих W_max) и дальше характер потенциала взаимодействия действительно отталкивающий: электроны как бы выталкиваются из псевдоатома. Псевдоатом, как и элементарная ячейка Вигнера-Зейтца, здесь сферически симметричны, и имеют радиус, равный R_WS = 33.5Е.

Рис. 4. Энергетическая диаграмма для электронов проводимости в ридберговской материи из атомов цезия. Цветной кривой показан ход потенциальной энергии. Уровни энергии образуют дискретный спектр, когда электроны находятся во внутренних областях возбужденных атомов, и непрерывный - когда они локализуются вблизи минимума потенциальной энергии. Наличие широкого барьера затрудняет проникновение электронов внутрь атомов, запирая их на периферии.

В результате электроны, которые и раньше, т.е. в возбужденном атоме, находились почти все время на больших расстояниях от иона, теперь оказываются и вовсе запертыми у периферии псевдоатомов. Раньше подходить близко к ядру им мешало возрастание кинетической энергии, теперь же для этого им нужно пройти сквозь широкий потенциальный барьер, что влечет существенное изменение волновой функции электронов во внутренней области атома, значительно понижающее вероятность их нахождения здесь.

Эффект запирания электронов у границ псевдоатомов или элементарных ячеек целиком обусловлен обменно-корреляционным взаимодействием электронов. У этого чисто квантовомеханического эффекта есть тем не менее классический аналог, замеченный Келдышем в 80-е годы. Представим себе полую металлическую сферу, в центре которой находится положительно заряженный ион и на каком-то расстоянии от него - электрон. Электрон считаем классической частицей. Без сферы ион притягивает электрон по закону Кулона на любом расстоянии. Если же они внутри сферы, то электрон, с одной стороны, притягивается ионом, а с другой - своим собственным электростатическим изображением, созданным перераспределением зарядов на сфере. Ясно, что притяжение к стенке оболочки будет превалирующим, когда электрон далеко от иона и близко к стенке.

Запирание электронов, или стягивание волновых функций к границам элементарных ячеек, как раз и выполняет роль той, второй, причины существенного увеличения времени жизни конденсированного возбужденного состояния по мере роста уровня возбуждения.

Метастабильными оказываются не все конденсированные возбужденные состояния, а только ридберговская материя. Только в таком конденсате эффекты обмена и корреляции электронной жидкости могут проявить себя в должной мере на фоне обычно более сильных кулоновских эффектов. Поэтому время жизни ридберговской материи необычайно велико в сравнении с временем жизни возбужденных атомов, составляющих его структуру. Будучи извлеченными из нее, они возвращают себе индивидуальность и теряют при этом метастабильность.

Что показывает эксперимент?

Мы пока старались объяснить, почему газ возбужденных атомов конденсируется, и показать, за счет чего конденсированное возбужденное состояние энергетически более выгодно по сравнению с газовым. Кажется, реализовать процесс конденсации совсем несложно: охладить среду до достаточно низкой температуры, когда возбужденные атомы из конденсата более не испаряются. Однако это скорее условие удержания уже созданного конденсата, а не его синтеза. Для получения конденсированных возбужденных состояний надо прежде всего собрать вместе много возбужденных атомов в метастабильных или ридберговских состояниях. Что же удалось получить в лабораторных условиях?

Рассматривая проблему несколько шире, отметим, что исторически конденсация наблюдалась впервые в системе элементарных возбуждений - экситонов. Вслед за обнаружением электронно-дырочных капель в полупроводниках появились работы [2], в которых констатировалась конденсация возбужденных мелких примесей в германии. Авторы обосновывали свой вывод фактом суперлинейного возрастания диэлектрической проницаемости полупроводника по мере увеличения концентрации возбуждений (рис.5). Затем Л.Б.Глебов и О.М.Ефимов из Государственного оптического института [3] показали, что основной причиной собственного оптического пробоя в стеклах служит образование металлизированных областей возбужденного конденсата.

Рис. 5. Косвенное наблюдение конденсации возбужденных примесей в германии по характеру изменения диэлектрической проницаемости материала. Слева - схема опыта, справа - результат, показывающий суперлинейный рост проницаемости при образовании капель возбужденных акцепторов (Ga).

Но наиболее впечатляют экспериментальные работы К.Амана, Дж.Петтерсона и Л.Холмлида из Гётеборгского университета. В 1990 г. они опубликовали результаты своих исследований больших кластеров из возбужденных атомов цезия с помощью время-пролетного масс-спектрометра [4]. На рис.6 показана схема этого эксперимента. Опыты проводились в высоковакуумной камере. Эмиттером возбужденных атомов служила нагретая до высокой температуры графитовая фольга, через которую проходили пары цезия. Анализ времяпролетных спектров показал образование в камере больших кластеров, масса которых достигала примерно 40 тыс. атомной массы цезия. И что важно, они легко ионизировались. Результаты опытов свидетельствовали о том, что кластеры целиком состоят из возбужденных атомов цезия. Значит, это - сгустки конденсата. В 1991 г. исследователи из Гётеборга измерили удельное омическое сопротивление конденсата (0.001-0.01 Ом·м); в 1992 г. им удалось собрать на азотной ловушке капельки конденсата из возбужденных атомов цезия и по характеру вспышек их люминесценции определить время жизни капелек [5]: 5-10 мин. Работа выхода электронов из конденсата оказалась равной 0.5-0.7 эВ и соответствовала ранее проделанным расчетам. Отметим, что она существенно ниже, чем у обычного цезия (1.54 эВ).

Рис. 6 Схема опыта исследователей из Гётеборгского университета. Анализ время-полетного спектра показал наличие в пучке сгустков возбужденных атомов цезия с массой, в 40 тыс. раз большей атомной.

Создание и исследование ридберговской материи - большой успех шведских исследователей, умело распорядившихся имеющимся у них мощным источником (эмиттером) возбужденных атомов цезия. Но создавать возбужденные атомы в больших концентрациях можно и другими способами: короткими лазерными импульсами, мощным электрическим пробоем, ионизирующим излучением. Эти способы кажутся вполне пригодными для синтеза конденсата возбужденных атомов, но важно при этом не перегреть среду, чтобы не разрушить уже созданные капельки.

О перспективах

Повторим: конденсированное возбужденное состояние - это особая форма существования вещества, когда оно целиком состоит из возбужденных атомов, молекул, примесей в твердых телах. Более того, оно может быть создано и элементарными возбуждениями в твердых телах типа экситонов. В последнем случае конденсируется уже не вещество, образуя твердые или жидкие образования, а возбуждения в веществе. Конденсация такого сорта происходит благодаря взаимодействиям возбуждений, приводящим к образованию энергетически более выгодного, чем отдельные возбуждения, конденсата.

Что же мы вправе ожидать от исследований метастабильных состояний вещества? Для теории здесь интересны два аспекта. Во-первых - поиски и разработка новых подходов к анализу возбужденного состояния, в котором возбуждений настолько много, что они не могут больше  рассматриваться как независимые. Такие условия наблюдаются сплошь и рядом, они специально и часто создаются в высокоэнергетических системах, поэтому на этом пути можно ожидать больших прорывов. Новый метод всегда ценен тем, что позволяет иначе взглянуть на мир. И часто необъяснимое становится очевидным. Феномен (которым, как пишет А.Генис, наука не занимается, ибо она старается упростить мир, сводя его к повторяющимся явлениям) после этого становится объектом науки. Быть может, новая теория позволит объяснить природу такого атмосферного явления, как шаровая молния [6]? Или понять причину космического излучения туманных скоплений?

Второй аспект - собственно создание теории конденсированного возбужденного состояния вещества. Заложены только ее контуры, поле для работы лишь обозначено.

Для исследователей конденсированные возбужденные состояния интересны и в плане их создания и наблюдения. Как синтезировать ридберговское вещество? Шведские исследователи нашли только один путь: они используют высоковакуумные установки, специальные эмиттеры возбужденных атомов. Нужны новые методы, их предстоит придумать. Другое дело, что ридберговское вещество как метастабильное состояние, не особо проявляющее себя, может создаваться во многих экспериментах, где есть высоковозбужденные атомы. Здесь задача исследователей - найти способы его улавливания и изучения.

Применение конденсированного возбужденного состояния вещества уже предложено и даже защищено патентами шведских специалистов для термоионных конверторов. Их главный аргумент - очень малая работа выхода электронов из возбужденного конденсата. Ридберговское вещество - это аккумулятор энергии возбуждений, и оно могло бы использоваться как рабочее тело для сверхмощных лазеров. С его помощью можно было бы экранировать звук и т.д. Впрочем, только время покажет, найдет ли себе применение на практике это неброское, но безусловно привлекательное состояние вещества.
 

Работа выполнена при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований.
Проект 99-02-16292.

Литература

1.  Маныкин Э.А., Ожован М.И., Полуэктов П.П. // Хим. физика. 1999. Т.18. №7. С.88-101.
2.  Bocharnikov V.I., Godik E.E., Petrov A.V. // Proc. II Ukranian Conf. on Photoelectric Phenomena in Semiconductors. Kiev, 1982. Р.63.
3.  Глебов Л.Б., Ефимов О.М. // Изв. АН СССР. Сер. физич. 1985. Т.49. №6. С.1140-1145.
4.  Aman C., Pettersson J.B.C., Holmlid L. // Chem. Phys. 1990. V.147. P.189-197.
5.  Pettersson J.B.C., Lindroth H., Aman C., Holmlid L. // J. Mat. Research. 1992. V.7. P.100-104.
6.  Ojovan M.I. // J. Meteorology. 1992. V.17. P.95-96.