Bdtyk

Конденса́т Бо́зе — Эйнште́йна (бо́зе-эйнште́йновский конденса́т, бо́зе-конденса́т) — агрегатное состояние вещества, основу которого составляют бозоны, охлаждённые до температур, близких к абсолютному нулю (меньше миллионной доли кельвина). В таком, сильно охлаждённом, состоянии достаточно большое число атомов оказывается в своих минимально возможных квантовых состояниях и квантовые эффекты начинают проявляться на макроскопическом уровне.

Теоретически предсказан как следствие из законов квантовой механики Альбертом Эйнштейном на основе работ Шатьендраната Бозе в 1925 году. 70 лет спустя, в 1995 году, первый бозе-конденсат был получен в Объединённом институте лабораторной астрофизики (JILA) (относящемся к Университету штата Колорадо в Боулдере и Национальному институту стандартов) Эриком Корнеллом и Карлом Виманом. Учёные использовали газ из атомов рубидия, охлаждённый до 170 нанокельвин (нК) (1,7⋅10⁻⁷кельвин). За эту работу им, совместно с Вольфгангом Кеттерле из Массачусетского технологического института, была присуждена Нобелевская премия по физике 2001 года.

Теория |

Замедление атомов с использованием охлаждающей аппаратуры позволяет получить сингулярное квантовое состояние, известное как конденсат Бозе, или Бозе — Эйнштейна. Результатом усилий Бозе и Эйнштейна стала концепция Бозе газа, подчиняющегося статистике Бозе — Эйнштейна, которая описывает статистическое распределение тождественных частиц с целым спином, называемых бозонами. Бозоны, которыми являются, например, и отдельные элементарные частицы — фотоны, и целые атомы, могут находиться друг с другом в одинаковых квантовых состояниях. Эйнштейн предположил, что охлаждение атомов — бозонов до очень низких температур заставит их перейти (или, по-другому, сконденсироваться) в наинизшее возможное квантовое состояние. Результатом такой конденсации станет возникновение новой формы вещества.

Этот переход возникает ниже критической температуры, которая для однородного трёхмерного газа, состоящего из невзаимодействующих частиц без каких-либо внутренних степеней свободы, определяется формулой

Tc=(nζ(3/2))2/3h22πmkB,{displaystyle T_{c}=left({frac {n}{zeta (3/2)}}right)^{2/3}{frac {h^{2}}{2pi mk_{B}}},}

где
Tc{displaystyle T_{c}} — критическая температура, n{displaystyle n} — концентрация частиц, m{displaystyle m} — масса, h{displaystyle h} — постоянная Планка, kB{displaystyle k_{B}} — постоянная Больцмана, ζ{displaystyle zeta } — дзета-функция Римана, ζ(3/2)=2,6124…{displaystyle zeta (3/2)=2{,}6124ldots }.

Модель Эйнштейна |

Рассмотрим набор из N{displaystyle N} невзаимодействующих частиц, каждая из которых может находиться в двух состояниях, |0⟩{displaystyle |0rangle } и |1⟩.{displaystyle |1rangle .} Если энергии обоих состояний одинаковы, то все возможные конфигурации равновероятны.

Для различимых частиц имеется 2N{displaystyle 2^{N}} различных конфигураций, поскольку каждая частица независимо и с равной вероятностью попадает в состояния |0⟩{displaystyle |0rangle } или |1⟩.{displaystyle |1rangle .} При этом практически во всех состояниях количество частиц в состоянии |0⟩{displaystyle |0rangle } и в состоянии |1⟩{displaystyle |1rangle } почти равно.
Это равновесие является статистическим эффектом: чем меньше разность между количествами частиц в обоих состояниях, тем большим количеством конфигураций (микросостояний) системы она реализуется.

Однако если мы считаем частицы неразличимыми, то система имеет всего лишь N+1{displaystyle N+1} различных конфигураций. Каждой конфигурации можно сопоставить число K{displaystyle K} частиц, находящихся в состоянии |1⟩{displaystyle |1rangle } (и N−K{displaystyle N-K} частиц, находящихся в состоянии |0⟩{displaystyle |0rangle }); при этом K{displaystyle K} может изменяться от 0 до N{displaystyle N}. Поскольку все эти конфигурации равновероятны, то статистически никакой концентрации не происходит — доля частиц, находящихся в состоянии |1⟩,{displaystyle |1rangle ,} распределена равномерно по отрезку [0, 1]. Конфигурация, когда все частицы находятся в состоянии |0⟩,{displaystyle |0rangle ,} реализуется с той же вероятностью, что и конфигурация с половиной частиц в состоянии |0⟩{displaystyle |0rangle } и половиной — в состоянии |1⟩,{displaystyle |1rangle ,} или конфигурация со всеми частицами в состоянии |1⟩.{displaystyle |1rangle .}

Если теперь предположить, что энергии двух состояний различны (для определённости, пусть энергия частицы в состоянии |1⟩{displaystyle |1rangle } выше, чем в состоянии |0⟩,{displaystyle |0rangle ,} на величину E{displaystyle E}), то при температуре T{displaystyle T} частица будет с большей вероятностью находиться в состоянии |0⟩{displaystyle |0rangle }. Отношение вероятностей равно exp⁡(−E/kBT){displaystyle exp(-E/k_{B}T)}.

В случае различимых частиц их количество в первом и втором состояниях не будет равно, но отношение населённостей будет всё же близко к единице вследствие вышеуказанного статистического стремления системы к конфигурациям, где разность населённостей невелика (эти макросостояния обеспечиваются наибольшим числом конфигураций).

Напротив, когда частицы неразличимы, распределение населённостей существенно сдвигается в пользу состояния |0⟩,{displaystyle |0rangle ,} и с увеличением числа частиц этот сдвиг будет увеличиваться, поскольку нет никакого статистического давления в сторону малой разности населённостей, и поведение системы определяется лишь большей вероятностью для частицы (при любой конечной температуре) занять более низкоэнергетический уровень.

Каждое значение K{displaystyle K} задаёт для неразличимых частиц определённое состояние системы, вероятность которого описывается больцмановским распределением с учётом того, что энергия системы в состоянии K{displaystyle K} равна KE{displaystyle KE} (поскольку ровно K{displaystyle K} частиц занимают уровень с энергией E{displaystyle E}). Вероятность нахождения системы в этом состоянии:

P(K)=Ce−KE/kBT=CpK{displaystyle P(K)=Ce^{-KE/k_{B}T}=Cp^{K}}.

Для достаточно больших N{displaystyle N} нормировочная константа C{displaystyle C} равна (1−p){displaystyle (1-p)}. Ожидаемое число частиц в состоянии |1⟩{displaystyle |1rangle } в пределе N→∞{displaystyle Nrightarrow infty } равно ∑n>0Cnpn=p/(1−p){textstyle sum limits _{n>0}Cnp^{n}=p/(1-p)}. При больших N{displaystyle N} эта величина практически перестает расти и стремится к константе, то есть при большом числе частиц относительная населённость верхнего уровня пренебрежимо мала. Таким образом, в термодинамическом равновесии большинство бозонов будут находиться в состоянии с наименьшей энергией, и лишь малая доля частиц будет в другом состоянии, вне зависимости от того, насколько мала разница уровней энергии.

Рассмотрим теперь газ из частиц, каждая из которых может находиться в одном из импульсных состояний, которые пронумерованы и обозначены как |k⟩.{displaystyle |krangle .} Если число частиц гораздо меньше, чем число доступных при данной температуре состояний, все частицы будут находиться на разных уровнях, то есть газ в этом пределе ведёт себя как классический. При увеличении плотности или уменьшении температуры число частиц на один доступный уровень энергии увеличивается, и в какой-то момент число частиц в каждом состоянии дойдет до максимально возможного числа частиц в данном состоянии. Начиная с этого момента, все новые частицы будут вынуждены переходить в состояние с наименьшей энергией.

Чтобы рассчитать температуру фазового перехода при данной плотности, необходимо проинтегрировать по всем возможным импульсам выражение для максимального числа частиц в возбуждённом состоянии, p/(1−p){textstyle p/(1-p)}:

N=V∫d3k(2π)3p(k)1−p(k)=V∫d3k(2π)31ek22mkBT−1,{displaystyle N=Vint {d^{3}k over (2pi )^{3}}{p(k) over 1-p(k)}=Vint {d^{3}k over (2pi )^{3}}{1 over e^{k^{2} over 2mk_{B}T}-1},}

p(k)=e−k22mkBT.{displaystyle p(k)=e^{-k^{2} over 2mk_{B}T}.}

При вычислении этого интеграла и подстановке множителя ħ для обеспечения требуемых размерностей получается формула для критической температуры из предыдущего раздела. Таким образом, этот интеграл определяет критическую температуру и концентрацию частиц, соответствующие условиям пренебрежимо малого химического потенциала. Согласно статистике Бозе — Эйнштейна, μ{displaystyle mu } не обязано строго равняться нулю для возникновения бозе-конденсата; однако μ{displaystyle mu } меньше энергии основного состояния системы. Ввиду этого, при рассмотрении большинства уровней химический потенциал может считаться приблизительно нулевым, за исключением случаев, когда исследуется основное состояние.

История |

В 1938 году Фриц Лондон предположил, что БЭК является механизмом возникновения сверхтекучести в ⁴He и сверхпроводимости.^[1]

В 1995 году Эрику Корнеллу и Карлу Вимену из Национального института стандартов и технологии США при помощи лазерного охлаждения удалось охладить около 2 тысяч атомов рубидия-87 до температуры 20 нанокельвинов и экспериментально подтвердить существование конденсата Бозе — Эйнштейна в газах, за что они совместно с Вольфгангом Кеттерле, который четыре месяца спустя получил конденсат Бозе — Эйнштейна из атомов натрия с использованием принципа удержания атомов в магнитной ловушке, в 2001 г. были удостоены Нобелевской премии по физике^[2].

До недавнего времени наименьшая официально зарегистрированная скорость света в среде была чуть больше 60 км/ч — сквозь пары натрия при температуре −272 °C^[3]. Но в 2000 году группе учёных из Гарвардского университета удалось привести свет к скорости много меньшей, 0,2 мм/с, направив его на конденсат Бозе — Эйнштейна рубидия^[4][5].

В 2010 году был впервые получен бозе-эйнштейновский конденсат фотонов^[6][7][8].

К 2012 году, используя сверхнизкие температуры 10⁻⁷K и ниже, удалось получить конденсаты Бозе-Эйнштейна для множества индивидуальных изотопов: (⁷Li, ²³Na, ³⁹K, ⁴¹K, ⁸⁵Rb, ⁸⁷Rb, ¹³³Cs, ⁵²Cr, ⁴⁰Ca, ⁸⁴Sr, ⁸⁶Sr, ⁸⁸Sr, ¹⁷⁴Yb, ¹⁶⁴Dy, и ¹⁶⁸Er).^[9]

В 2014 году сотрудникам Лаборатории холодного атома (Cold Atom Laboratory, CAL) НАСА удалось создать конденсат Бозе — Эйнштейна в земном прототипе установки, предназначенной для работы на Международной космической станции^[10]. Полнофункциональная установка для создания конденсата Бозе — Эйнштейна в условиях микрогравитации будет отправлена на МКС летом 2017 года^[11].

Интересные факты |

В октябре 2018 года российским физикам под руководством Ткачёва Игоря удалось разработать теорию, согласно которой могли существовать объекты размером со звезду, которые бы состояли из Конденсата Бозе-Эйнштейна, и являлись бы кандидатами на роль тёмной материи. ^[12]

См. также |

• Фантастический боевик (США) с упоминанием конденсата Бозе — Эйнштейна (не имеет отношения к реальному физическому понятию)

Примечания |

Ссылки |

• 
  Слежка за бозе-конденсатом // Компьютерра.


• 
  Бозе — Эйнштейна конденсация // Физическая энциклопедия.


• 
  Кибис О. В. Эффект Бозе-эйнштейновской конденсации // Соросовский образовательный журнал. — 2000. — № 11. — С. 90—95.


• Видеоролик по опытам в космосе