양자 정보 과학에 아인슈타인 보스(Einstein Bose) 응축수 응용. 보스-아인슈타인 응축물. 보스-아인슈타인 응축물을 얻는 방법

보손 원자로 구성된 가스에서 일부 원자는 상당히 낮지만 유한한 온도에서 운동 에너지와 운동량을 완전히 잃습니다. 그러한 원자를 보스 응축수 위도에서. 콘덴소 - "두꺼워지다". 응축물 원자의 파동 함수는 위상이 서로 일치합니다. 이를 토대로 개발된 원자 레이저 응집성 파동 함수를 갖는 원자를 방출합니다.

총 손실 현상 운동 에너지저온의 이상적인 보존 가스의 일부는 1925년 A. Einstein에 의해 이론적으로 발견되었습니다. 이 과정을 운동량 공간에서 입자의 보스 응축 . 1938년 Fritz와 Heinz London에 의해 자세히 연구되었습니다. 보스 응축은 보존 가스의 화학적 전위가 양수일 수 없다는 사실의 결과입니다. 상온에서 기체의 화학적 전위는 음수입니다. 온도가 낮아지면 화학 퍼텐셜은 증가하고 충분히 낮은 온도에서는 가능한 최고 값에 도달합니다. 온도가 더 낮아지면 기체상의 입자 수가 감소하고 원자 중 일부가 응축수에 침전됩니다.

하인즈 런던(1907~1970) 및 프리츠 런던(1900~1954) –

초전도 이론과 양자화학의 창시자

저온에서 원자간 상호작용이 원자를 서로 끌어당기고 클러스터가 형성된 다음 보스 응축이 시작되기 전에 액체 또는 고체 상태가 되기 때문에 50년 넘게 실험적으로 응축을 얻는 것은 불가능했습니다. 클러스터는 3개 이상의 입자가 충돌할 때 발생하며, 농도가 높을수록 발생 가능성이 높습니다. 낮은 입자 농도에서는 쌍 충돌이 우세하여 열 평형이 확립됩니다. 클러스터 형성을 방지하려면 가스 농도를 줄여야 합니다. 루비듐, 나트륨, 리튬 원자로 구성된 희박 가스 내 준안정 보스 응축물은 1995년 W. Ketterle, K. Wieman 및 E. Cornell에 의해 처음으로 얻어졌습니다. 수소 원자는 1997년에 응축되었습니다. 보스 응축물은 온도, 속도 등 독특한 특성을 나타냅니다. 빛의 , 음속 .

볼프강 케테를레, 칼 위만, 에릭 코넬

원자 보존. 원자의 스핀은 껍질의 전자 스핀과 핵의 핵자로 구성되며 스핀은 1/2과 같습니다. 전자의 수는 양성자의 수와 동일하므로 전기적으로 중성인 원자의 총 스핀은 정수입니다. 원자의 스핀은 중성자 수에 따라 결정됩니다. 보존(Boson)은 짝수의 중성자를 가진 원자이다. 예: 1 H 1, 2 He 4, 3 Li 7, 11 Na 23, 37 Rb 87, 여기서 아래쪽 숫자는 주기율표에 있는 원소의 일련 번호 또는 핵의 양성자 수입니다. 위쪽 숫자는 질량수, 또는 핵의 양성자와 중성자의 수. 짝수의 차이를 갖는 원자는 보존이다. 끝났을 때 저온원자는 바닥 상태에 있으므로 처음 두 개는 스핀이 0이고 마지막 세 개는 스핀이 1입니다. 스핀 상태 수

핵자의 바리온 수는 보존되므로 고립계의 원자 수는 변하지 않습니다.

보존 에너지 분포. 한 상태의 평균 입자 수에 대해 Bose-Einstein 분포(4.10)를 사용합니다.

,

3차원 기체의 상태밀도(3.8)

, .

우리는 부피의 가스에서 에너지 범위의 입자 수를 얻습니다. V

. (4.77)

총 입자 수우리는 (4.77)에서 찾는다

. (4.78)

화학적 잠재력(4.78)로부터 결정된다. 온도가 변해도 입자 수는 그대로 유지됩니다. 티의존하지 않는다

,

어디에 고려 . 결과적으로, 온도가 감소함에 따라 |m|은 감소하고 화학 퍼텐셜은 다음과 같이 증가합니다. 음수 값 0으로. 화학 퍼텐셜이 0이 되는 온도는 다음과 같습니다.

그럼 언제 충족되냐

. (4.79)

온도가 아래로 떨어지면 μ의 증가는 불가능하며, 기체 입자의 수가 감소하여 (4.78)을 만족한다.

응축 임계값는 화학 퍼텐셜이 0인 온도 범위의 상한입니다. (4.78)로부터 우리는 다음을 얻습니다.

,

어디 N– 상온에서의 가스 입자 수. 사용

에 대해, 우리는 적분을 찾습니다

,

우리는 얻는다

. (4.80)

원자 농도가 증가함에 따라 응축 임계 온도도 증가합니다. 원자 질량이 감소함에 따라 .

원자의 질량은 몰질량으로 표현됩니다.

우리는 원자의 농도를 몰 부피로 표현합니다.

.

CGS 단위계의 (4.80)으로부터 우리는 다음을 얻습니다.

[에게]. (4.81)

매개변수가 있는 2 He 4의 경우:

, , ,

우리는 에서 de Broglie 파장을 얻습니다. 평균 에너지를 가진 원자의 경우

그리고 충동

우리는 (4.80)을 사용하고

,

.

어디를 고려하면 디는 원자 사이의 평균 거리입니다.

.

온도가 낮을수록 원자의 드브로이 파장은 증가하며, 응축 임계값에 도달하면 이를 원자 사이의 거리와 비교합니다. 입자의 파동함수가 겹쳐 간섭하며, 보스 응축물은 양자적 성질을 나타낸다.

응축된 입자의 수. 온도 범위에서 화학 퍼텐셜은 0입니다. 아래 온도에서는 티 0 방정식(4.78)

, ,

기체상의 입자 수를 원래보다 줄여서 수행됩니다. N현재로 N 1 (티). (4.80)과 유사하게 우리는 다음을 얻습니다.

, .

결과를 (4.80)으로 나눕니다.

,

기체상에 남아 있는 입자의 수와 농도를 구합니다.

, (4.82)

. (4.82a)

응축된 입자의 수

. (4.83)

응축된 입자의 상대적인 수는 그림에 표시되어 있습니다.

내부 에너지 및 열용량. (4.77) 사용

,

우리는 내부 에너지를 얻습니다

, (4.84)

응축 영역에서 우리는

, (4.85)

.

내부에너지는 기체상의 기여에 의해서만 결정되며, 응축상의 내부에너지는 0이다 . (4.85) 및 (4.82)에서

응축 영역에서 기체상의 입자당 에너지를 찾습니다.

. (4.86)

(4.85)에서 응축 임계값 아래의 열용량을 찾습니다.

. (4.87)

고려 (4.80)

,

(4.87)로부터 응축 온도에서의 열용량을 얻습니다.

. (4.87a)

자유 에너지. (4.85)부터

Gibbs-Helmholtz 방정식 (2.29)에서 우리는 다음을 찾습니다.

. (4.88)

엔트로피와 압력자유에너지로 표현

(4.88)을 고려하면 응축 영역에서 다음을 얻습니다.

, (4.89)

, (4.90a)

식 (4.90b)는 다음과 같다 비상대론적 이상양자기체의 상태방정식 , 그리고 고전적인 이상 기체의 상태 방정식과 일치합니다. (4.89)와 (4.82) 비교

,

우리는 그것을 발견 엔트로피는 기체상의 입자 수에 비례합니다 . 따라서, 응축상의 엔트로피는 0이다 . 압력(4.90a)은 온도에 의해 결정되며 부피에 의존하지 않습니다. 응축된 입자는 운동량도 없고 압력도 생성하지 않습니다. 기상 입자의 농도(4.82a)에 의해 결정됩니다.

,

. (4.91)

응축 수행. 두 입자 충돌은 가스의 열역학적 평형을 보장합니다. 세 입자의 충돌로 인해 액체 상태와 고체 상태가 형성됩니다. 상대적으로 높은 가스 밀도에서는 세 입자 충돌이 중요합니다. 원자간 상호작용은 저온에서 액체 또는 결정 상태를 형성합니다. 낮은 가스 밀도에서는 3개 입자 충돌 확률이 2개 입자 충돌보다 훨씬 적습니다. 결과적으로 저온에서는 기체 상태의 준안정 상태가 가능합니다. 큰 시간삶. 첫 번째 응축물은 압력 하에서 ~10-2K의 기상 온도에서 루비듐, 나트륨 및 수소 원자로부터 얻어졌습니다. 피 < 10 –11 мм рт. ст. с числом частиц ~10 8 и концентрацией ~10 14 см –3 .

스로틀 홀드 1mm 미만 크기의 진공 유리 셀에서 수행됩니다. 자기 트랩 . 코일 시스템은 중앙에 절대 최소값이 있는 불균일한 자기장을 생성합니다. 원자의 자기 모멘트 피중자기장에서 비에너지를 받는다 (- 피중×B). 트랩 중앙에 있는 지점 2의 경우 필드는 무시할 수 있고, 중앙에서 멀리 있는 지점 1의 경우 필드는 무시할 수 있습니다. 비강한. 열역학적 평형 상태에서는 모든 지점의 전기화학적 전위가 동일합니다.

.

자기 트랩

2 He 4 원자의 바닥 상태에서 전자의 스핀은 반대 방향으로 향하고 자기 모멘트가 보상되며 원자는 자체 자기 모멘트를 갖지 않습니다. 외부 자기장이 켜지면 전자기 유도 현상으로 인해 원자 내에 전자의 원형 전류가 나타납니다. 렌츠의 법칙에 따르면, 유도된 자기 모멘트는 외부 자기장에 반대 방향으로 향합니다.

,

입자 농도가 증가함에 따라 화학 퍼텐셜이 증가합니다. 그러면 다음과 같은 결과를 얻습니다.

자기장을 향하는 자기 모멘트를 가진 원자는 강한 자기장에서 약한 자기장으로 밀려납니다. 반자성 원자는 약한 자기장을 찾는다 " 결과적으로 원자는 트랩 중앙에 수집되어 유지됩니다. 보유 영역은 직경 ~(10...50) 마이크론, 길이 ~300 마이크론의 시가 모양입니다. 고주파 방사선의 짧은 펄스에 의해 원자가 트랩에서 제거되어 원자의 자기 모멘트가 기울어집니다. 상태의 중첩은 필드에 반대 방향으로 그리고 필드를 따라 향하는 모멘트와 함께 발생하며 후자의 상태는 트랩에 의해 밀려납니다.

Bose 응축수를 유지하기 위해 표면에서 ~0.1mm 거리에 필요한 자기장 구성을 생성하고 ~1W의 전력을 소비하는 미세 회로도 개발되었습니다. 이러한 거리에서 칩은 코일보다 더 불균일한 자기장을 생성하여 더 나은 가스 보유를 제공합니다. 칩은 소형이고 실온이며 열 복사는 가스에 의해 약하게 흡수됩니다. 칩 전류를 변경하면 트랩의 중심을 이동하고 Bose 응축수를 칩 표면을 따라 이동할 수 있습니다.

가스 냉각수행 레이저 방식 , 도플러 효과를 기반으로합니다. 주파수 n의 레이저 방사선이 혼란스럽게 움직이는 원자를 향해 발사되면< n 0 , где n 0 – частота резонансного поглощения атома, то покоящиеся и движущиеся от лазера атомы не поглощают излучение. Атом, движущийся к лазеру со скоростью V, 주파수를 인식

n¢ = n 0에서는 광자를 흡수합니다. 결과적으로 원자는 속도에 대한 충격을 받아 속도가 느려집니다. 여기된 원자는 평균적으로 등방성 에너지를 방출합니다. 반도체 레이저에 의해 생성되고 서로 수직인 6개의 측면에서 가스를 향하는 스펙트럼의 근적외선 영역의 방사선이 가스를 냉각시킵니다.

또한 사용됨 증발 냉각 고주파 자기장을 이용하여 트랩 주변에서 가장 빠른 속도로 원자를 방출함으로써. 이는 자기 모멘트를 기울여 트랩에 의해 방출되는 자기장의 방향으로 구성 요소를 생성합니다. 속도가 빠른 입자는 가스 경계에 더 빨리 도달하고 경계에서의 농도는 속도가 느린 입자의 농도보다 높습니다. 따라서 고에너지 입자가 증발할 가능성이 더 높습니다. 코일 기반 트랩의 경우 10초에서 10분 사이에 약 10~7K의 기체상 온도까지 냉각이 발생합니다. 칩의 경우 응축에 필요한 온도는 1초 이내에 달성됩니다. 응축수 원자의 농도는 ~10 14 cm –3이고, 열 에너지는 10 –11 K 미만의 온도에 해당합니다.

보스-아인슈타인 응축(보스 응축)은 많은 수의 입자가 복종하는 시스템에서 보스 - 아인슈타인 통계(보스-가스 또는 보스-액체), 온도-팩스 낮음 온도 변성시스템의 모든 입자의 유한한 부분은 제로 운동량 상태에 있습니다. "B--E.k."라는 용어 B.-E.K.의 경우 운동량 공간에서 발생하고 입자의 분포가 좌표 공간변하지 않는다. B.-E.K. 이론은 1925년 A. 아인슈타인에 의해 확립되었고 1938년 F. 런던에 의해 발전되었습니다.

B.-E.K.는 이상적인 보스 가스에서도 발생하므로 그 원인은 입자 간의 상호 작용이 아니라 입자의 파동 함수 특성에 있습니다. 이상적인 보스 가스의 경우 Bose - 아인슈타인 분포

(어디 티- 복근 온도-pa, e 아르 자형- 운동량을 갖는 입자의 에너지 - 화학. 잠재력) 가장 낮은 에너지에서는 그런 결과가 나옵니다. 입자가 위치한 상태. 양성으로 보면 퇴화 요인이 다음과 같습니다. 가 1에 가까우면 상태 c에 많은 입자가 있을 수 있습니다. 따라서 cf를 계산할 때 입자 c의 기여도를 무시할 수 없습니다. 수량 부피의 총 입자 수의 일정 조건에서 V다음 방정식을 따릅니다.

- 열 운동에 해당하는 드브로이 파장, 티- 입자 질량. 여기에서 T0- 보스 응축율, 즉 변성율은 다음과 같은 조건에서 구한다. 형태: .

~에 T=0모든 입자는 응축수에 있지만 응축수에는 입자 만 있습니다. N 0개의 입자, 나머지는 c를 따릅니다. 압력이 온도에만 영향을 미치고 부피에 의존하지 않는 경우, 운동량이 없는 응축수 입자는 압력에 영향을 미치지 않습니다. 열용량의 파생물이 최종 점프를 경험하지만 열용량 자체, 에너지 및 압력은 연속적으로 유지되므로 시스템은 일종의 상전이를 겪습니다.

어디에 ㅏ상호 작용 잠재력에 대한 산란 길이입니다. 밀도가 낮지 않다면 변형 방법을 사용하여 응축수 내 입자 수를 추정할 수 있습니다. 직경의 단단한 구체로서 분자의 상호작용을 갖는 Bose 액체의 경우 비

cm의 경우 cm 3이므로 0.08입니다. 중성자 산란을 기반으로 한 추정에 따르면 응축수의 밀도는 몇 가지입니다. %이며 초유체 구성요소의 밀도와 거의 동일한 온도 의존성을 갖습니다. 그러나 응축수 입자의 밀도와 초유체 성분의 밀도는 식별할 수 없습니다. T=0전체 액체는 초유체이지만 모든 입자가 응축수에 포함되어 있는 것은 아닙니다.

BOSE - 아인슈타인 응축(Bose 응축)은 Bose - 아인슈타인 통계(Bose 가스 또는 Bose 액체)가 적용되는 다수의 입자 시스템에서 온도 축퇴 이하의 온도에서 유한 분수로 구성된 양자 현상입니다. 시스템의 모든 입자는 운동량이 0인 상태로 나타납니다. "보즈-아인슈타인 응축"이라는 용어는 가스를 액체로 응축시키는 개념과 유사하게 생겼습니다. 비록 이러한 현상은 완전히 다르지만 보스-아인슈타인 응축은 운동량 공간에서 발생하고 좌표 공간에서 입자의 분포는 그렇지 않기 때문입니다. 변화. 보스-아인슈타인 응축 이론은 1925년 A. 아인슈타인에 의해 구성되었고 1938년 F. 런던에 의해 개발되었습니다.

보스-아인슈타인 응축은 이상적인 보스 가스에서도 발생하기 때문에 입자 간의 상호 작용이 아니라 입자 시스템을 설명하는 파동 함수의 대칭 특성에 의해 발생합니다. 보스-아인슈타인 운동량 분포 p의 이상적인 보스 가스의 경우 온도 T에서 p = 0인 낮은 에너지 상태에는 N 0 = [exp(-μ/kT) - 1] -1 입자(μ는 화학 포텐셜, k - 볼츠만 상수). 응축수의 축퇴 온도 T 0 아래에는 N 0 = N 입자(여기서 N은 총 입자 수)가 있고 나머지는 μ = 0인 보스-아인슈타인 분포를 따릅니다. T = 0에서 모든 입자는 이상적인 보스 가스는 응축수에 있습니다.

비이상 기체에서는 보스-아인슈타인 응축 현상이 보존되지만 입자 간 상호 작용으로 인해 응축수 내 입자 수가 크게 줄어들므로 T = 0에서도 상당수의 입자가 운동량이 0이 아닌 상태로 유지됩니다.

대부분의 가스의 경우 축퇴 온도는 매우 낮으며 물질은 보스-아인슈타인 응축이 발생할 수 있는 것보다 훨씬 빨리 고체 상태로 변합니다. 예외는 헬륨이다. 정상적인 조건 T = 4.2 K에서 액체 상태로 변하고 절대 영도에 가장 가까운 온도까지 액체로 유지됩니다.

초전도성은 반대 운동량과 스핀을 갖는 상호 연관된 쿠퍼 전자 쌍의 보스-아인슈타인 응축의 결과로 볼 수 있습니다.

1990년대에는 보손 원자인 알칼리 금속(리튬, 세슘 등) 증기 실험에서 보스-아인슈타인 응축이 관찰되었습니다(E. Cornell, W. Ketterle, K. Wyman; Nobel Prize, 2001) , 그리고 2003년에는 외부 자기장의 영향으로 보존을 형성하는 "2개"의 페르미온에 대해 수행되었습니다.

직역: Huang K. 통계역학. 엠., 1966; Lifshits E. M., Pitaevsky L. P. 통계 물리학. 2판 엠., 2000.

양자 역학는 현대 이론 물리학의 가장 중요한 분야 중 하나이며 비교적 최근인 우리 세기 20년대에 만들어졌습니다.

주요 목적은 원자, 분자, 고체, 전자기장 등의 전자와 같은 미세 입자의 동작을 연구하는 것입니다.

이론 물리학의 각 분야 발전의 역사에서 여러 단계를 구분해야 합니다. 첫째, 기존 이론으로는 설명할 수 없는 실험적 사실의 축적, 둘째, 개별 반경험적 법칙의 발견 및 예비 법칙의 생성입니다. 가설과 이론, 셋째, 여러 현상의 총체를 하나의 관점에서 이해할 수 있게 해주는 창조일반이론이다.

맥스웰-로렌츠 이론은 점점 더 많은 미시 세계의 현상(방사선 문제, 빛 전파, 매체의 빛 분산, 전기 및 전자의 이동)을 설명했습니다. 자기장등.). 점차적으로 고전적 아이디어의 틀에 맞지 않는 실험적 사실이 축적되기 시작했습니다.

동시에 평형 전자기복사 이론, 광전효과, 콤프턴 효과 이론을 구성하기 위해서는 빛도 파동특성과 함께 미립자 특성도 가져야 한다는 가정을 도입할 필요가 있었다. 이것은 플랑크-아인슈타인 양자 이론에서 고려되었습니다. 빛의 이산 구조는 플랑크의 상수 h=6.62*IO" 27을 도입하여 설명을 찾았습니다. 에르그초양자 이론은 다양한 물질에 의한 알파 입자의 산란에 대한 러더퍼드의 실험에 이어 원자의 행성 모델을 기반으로 한 최초의 원자 양자 이론인 보어의 이론을 구축하는 데에도 성공적으로 사용되었습니다. 반면에 회절, 전자빔의 간섭과 같은 일련의 실험 데이터는 전자가 미립자와 함께 전자도 나타남을 나타냅니다. 파동 속성

모든 예비 이론과 빛의 양자 성질과 전자의 파동 특성을 모두 확인하는 실험 데이터를 철저하게 분석한 최초의 일반화 결과는 슈뢰딩거의 파동 방정식(1926)으로 운동 법칙을 밝힐 수 있었습니다. 2차 양자화를 발견한 후 빛의 양자 특성을 고려한 상대적으로 일관된 방사선 이론인 맥스웰-로렌츠 방정식을 구축했습니다. 슈뢰딩거 방정식의 출현으로 원자를 연구하는 과학자들은 만유인력의 법칙을 포함하여 뉴턴의 기본 역학 법칙이 출현한 후 한때 천문학자들에게 주어졌던 것과 동일한 강력한 무기를 손에 쥐게 되었습니다.

따라서 슈뢰딩거 방정식의 출현으로 원자 내부의 전자 이동과 관련된 많은 사실이 이론적 정당성을 찾았다는 것은 놀라운 일이 아닙니다.

그러나 나중에 밝혀진 것처럼 슈뢰딩거의 이론은 원자의 모든 특성을 설명하지 못했습니다. 그것의 도움으로 특히 원자와 원자의 상호 작용을 정확하게 설명하는 것은 불가능했습니다. 자기장 및또한 복잡한 원자에 대한 이론을 구축합니다. 이는 주로 슈뢰딩거의 이론이 전자의 상대론적 특성과 스핀 특성을 고려하지 않았기 때문입니다.

Schrödenger 이론의 추가 발전은 Dirac의 상대론적 이론이었습니다. Dirac 방정식을 사용하면 전자의 상대론적 효과와 스핀 효과를 모두 설명할 수 있습니다. 하나의 전자를 가진 원자의 상대론적 효과를 고려하면 상대적으로 작은 정량적 수정이 가능하다는 것이 밝혀졌습니다. 그런 다음 여러 전자를 가진 원자의 구조를 연구할 때 스핀 효과를 고려하는 것이 결정적으로 중요합니다. 전자의 스핀 특성을 고려한 후에야 원자의 전자 껍질을 채우는 규칙을 설명하고 다음을 제공할 수 있었습니다. 주기율표멘델레예프의 엄격한 정당화.

Dirac 방정식의 출현으로 원자의 전자 껍질 구조와 관련된 근본적인 질문이 크게 해결되었다고 간주할 수 있었지만 개별 세부 사항 개발에 대한 지식의 심화는 계속되어야 했습니다. 이와 관련하여 소위 전자기 및 전자-양전자 진공의 영향, 핵의 자기 모멘트 및 핵 입자 크기의 영향이 현재 자세히 연구되고 있다는 점에 유의해야 합니다. ㅏ원자의 에너지 준위.

다음 중 하나 특징양자 장 이론이라고 불리는 소립자 이론의 첫 번째 단계는 소립자의 상호 전환성에 대한 설명입니다. 특히 디랙의 이론에 따르면 감마선이 전자-양전자쌍으로 변환됐다가 다시 변환될 가능성이 예측됐고, 이는 실험적으로 확인됐다.

따라서 고전 이론에서 빛과 전자 사이에 두 가지 차이점이 있는 경우: a) 광파, 전자는 입자입니다. b) 빛이 나타나고 흡수될 수 있지만 전자 수는 변하지 않고 유지되어야 합니다. 그러면 양자 역학에서는 그 특성을 갖습니다. 파동-입자 이원론으로 인해 빛과 전자 사이의 첫 번째 구별이 지워졌습니다. 그러나 그 속에서도 로렌츠의 이론과 마찬가지로 전자의 수는 변하지 않아야 했고, 소립자의 상호전환성을 설명하는 양자장론이 나온 후에야 두 번째 차이가 실제로 지워졌다.

이론 물리학의 주요 임무 중 하나는 현실 세계에 대한 연구이고 무엇보다도 더 복잡한 현상을 결정하는 가장 단순한 형태의 운동이므로 이러한 모든 질문이 항상 철학적 질문과 연결되는 것은 당연합니다. , 특히 미시 세계의 인식 가능성에 대한 질문에 대해서는 그렇지 않습니다. 가장 중요한 발견물리학 분야에서 그들은 동시에 이러한 발견을 하나 또는 다른 철학적 관점에서 해석하려고 노력했습니다. 그러한 견해 덕분에 발견되었습니다. 보스-아인슈타인 응축 효과.

1920년까지 물리학자들은 이미 빛의 이중적 성격에 대해 꽤 잘 알고 있었습니다. 빛에 대한 일부 실험의 결과는 빛이 파동이고 다른 실험에서는 입자의 흐름처럼 행동한다고 ​​가정하여 설명할 수 있었습니다. 아무것도 파동이면서 동시에 입자일 수 없다는 것이 명백해 보였기 때문에 상황은 여전히 ​​불분명하여 전문가들 사이에서 열띤 논쟁을 불러일으켰습니다. 1923년 프랑스 물리학자 L. 드 브로이(L. de Broglie)는 자신의 출판 노트에서 그러한 역설적인 행동이 빛에만 국한된 것이 아닐 수도 있지만 물질이 어떤 경우에는 입자처럼, 다른 경우에는 파동처럼 행동할 수도 있다고 제안했습니다. 드 브로이는 상대성 이론에 기초하여 입자의 운동량이 다음과 같다는 것을 보여주었습니다. 피, 이 입자와 "연관된" 파동은 다음과 같은 파장을 가져야 합니다. 엘 = 시간 /피.이 관계는 플랑크와 아인슈타인이 처음 얻은 관계와 유사합니다. 이자형 = 시간 N빛 양자의 에너지 사이 이자형및 빈도 N해당 파. 드 브로이(De Broglie)는 또한 이 가설이 빛의 파동성을 입증하는 것과 유사한 실험에서 쉽게 테스트될 수 있음을 보여 주었으며 그러한 실험이 수행될 것을 지속적으로 촉구했습니다. De Broglie의 노트는 아인슈타인의 관심을 끌었고, 1927년에 미국의 K. Davisson과 L. Germer, 영국의 J. Thomson은 전자에 대한 De Broglie의 기본 아이디어뿐만 아니라 파장에 대한 그의 공식도 확인했습니다. 1926년 당시 취리히에서 연구 중이던 오스트리아의 물리학자 슈뢰딩거(E. Schrödinger)는 드 브로이(de Broglie)의 연구와 이를 확인한 실험의 예비 결과에 대해 듣고 4개의 논문을 발표하여 새로운 이론을 제시했습니다. 이 아이디어.

이 상황은 광학의 역사에서도 유사합니다. 빛이 일정한 길이의 파동이라는 단순한 확신만으로는 빛의 행동을 자세히 설명하기에는 충분하지 않습니다. 또한 빛과 물질의 상호 작용 과정과 공간에서의 빛의 전파를 다음과 같은 형태로 자세히 설명하는 J. Maxwell이 도출한 미분 방정식을 작성하고 풀어야 합니다. 전자기장. 슈뢰딩거는 썼다 미분 방정식드 브로이(de Broglie)의 물질파의 경우, 빛에 대한 맥스웰의 방정식과 유사합니다. 하나의 입자에 대한 슈뢰딩거 방정식의 형식은 다음과 같습니다.

=d/dx

어디 중– 입자 질량, 이자형– 그녀의 넘치는 에너지, V (엑스)는 위치에너지이고, 와이– 전자파를 설명하는 양. 여러 논문에서 슈뢰딩거는 자신의 방정식을 사용하여 수소 원자의 에너지 준위를 계산하는 방법을 보여주었습니다. 그는 또한 간단하고 효과적인 방법정확하게 풀 수 없는 문제에 대한 대략적인 해법, 그리고 그의 물질파 이론은 수학적으로 하이젠베르크의 관측값에 대한 대수 이론과 완전히 동일하며 모든 경우에 동일한 결과를 가져온다는 것입니다. 케임브리지 대학교의 P. Dirac은 하이젠베르크와 슈뢰딩거의 이론이 가능한 많은 이론 형태 중 두 가지만을 대표한다는 것을 보여주었습니다. Dirac은 양자역학이 어떻게 매우 빠른 속도의 영역으로 일반화되는지를 보여줌으로써 예상치 못한 큰 성공을 거두었습니다. 상대성 이론의 요구 사항을 충족하는 형태를 취합니다. 점차적으로 여러 가지 상대론적 이론이 있음이 분명해졌습니다. 파동 방정식, 낮은 속도의 경우 각각은 슈뢰딩거 방정식으로 근사화될 수 있으며, 이 방정식은 입자를 완전히 설명합니다. 다른 유형. 예를 들어 입자는 서로 다른 "스핀"을 가질 수 있습니다. 이것은 Dirac의 이론에 의해 제공됩니다. 게다가 에 따르면 상대론적 이론, 각 입자에는 반대 부호를 갖는 대응하는 반입자가 있어야 합니다. 전하. Dirac의 연구가 출판되었을 당시에는 광자, 전자, 양성자라는 세 가지 기본 입자만 알려져 있었습니다. 1932년에 전자의 반입자인 양전자가 발견되었습니다. 그 후 수십 년 동안 다른 많은 반입자가 발견되었으며, 그 중 대부분은 Dirac 방정식 또는 그 일반화를 만족하는 것으로 나타났습니다. 1925~1928년에 뛰어난 물리학자들의 노력으로 창안된 양자역학은 그 이후로 그 근본 원리에 큰 변화를 겪지 않았습니다.

따라서 CBE는 다른 물질과 마찬가지로 개별 원자로 구성되지만 일반 물질과 달리 원자는 개성을 잃습니다. 부분과 전체를 구별하는 것이 불가능해지고 실제로는 하나의 개별 원자의 양자 특성을 갖는 원자 집합체가 얻어집니다. 이 거대한 준원자는 평소보다 10만 배 더 크며 인간 세포보다 훨씬 더 큽니다. 그 크기로 인해 QBE는 실험자들에게 실제로 양자 역학의 이론적 원리를 직접 테스트할 수 있는 독특한 기회를 제공합니다. 현대 과학에서 QBE는 뉴턴 시대의 사과와 동일한 역할을 합니다.

CBE의 특성을 지닌 최초의 물질은 1938년에 얻어졌습니다. 소련의 물리학자 피터 카피차그리고 캐나다인 존 앨런헬륨-4를 2.2켈빈 미만의 온도로 냉각시켰고, 그 결과 이 ​​가스는 점성이 전혀 없는 초유체 액체의 특성을 갖게 되었습니다. 초유체 헬륨특이한 특성을 나타냅니다. 열린 용기에서 위쪽으로 쏟아지거나(아래 사진 참조) 수직 벽을 따라 퍼질 수 있습니다. 헬륨의 초유동성은 헬륨 원자의 일부(최대 10%)가 CBE로 변한다는 사실로 인해 발생합니다.
레이저 기술에서는 BBE의 특성은 정의상 보존인 광자의 파동을 동기화함으로써 활용됩니다. 레이저 빔을 생성하는 과정은 보존이 단일 양자 상태로 집중되는 경향을 활용합니다.

CBE의 또 다른 적용 분야는 다음과 같습니다. 초전도체. 초전도성은 전자가 쌍으로 저온 응축되어 달성됩니다. 한 쌍의 전자 결합은 특정 조건 하에서 특정 물질(예: 1.2 켈빈으로 냉각된 알루미늄)에서만 형성됩니다. 단일 전자는 파동함수와 호환되지 않는 페르미온이기 때문에 BBE를 만드는 데 사용할 수 없지만, 쌍을 이루면 생성된 보존이 즉시 BBE로 응축됩니다. (원자가 페르미온인 초유체 헬륨-3에서도 유사한 쌍 형성 및 응축 과정이 발생합니다.)

마지막으로 CBE의 특성은 다음에서 관찰됩니다. 엑시톤(위도부터 흥분하다 - 흥분하다). 이것은 전자의 결합 상태와 소위 "정공"(반도체 결정 격자의 노드에서 누락된 전자)을 나타내는 준입자입니다. 레이저 펄스에 의해 생성된 전자와 정공은 양전하를 띤 입자처럼 행동하는 한 쌍으로 잠시 결합될 수 있습니다. 1993년에 물리학자들은 산화구리를 기반으로 한 반도체의 여기자로부터 수명이 짧은 기체 응축물이 형성되는 것을 관찰했습니다.

그러나 순수한 형태의 CBE 현상은 비교적 최근에 실험적으로 입증되었습니다. 1995년 물리학자 그룹 - 현재 노벨상 수상자- 루비듐 원자를 수백 나노켈빈의 초저온으로 냉각시키는 레이저 빔과 자기장을 사용하는 원자 트랩을 사용하여 이 응축물을 생성했습니다. 이후 전 세계 과학자 그룹은 BEC를 레이저 빔에 노출시켜 많은 실험을 수행했습니다. 음파, 자기장 등 특히, 레이저 빔이 가스 응축물을 통과했을 때, 빛의 속도를 늦추는 것최대 보행자 속도(초당 미터). 얻은 결과는 일반적으로 양자 역학의 가정에 따라 예상된 결과와 일치했습니다. 따라서 양자 이론에서 양자 실천으로의 전환이 시작되었습니다.

가까운 미래에는 정밀 측정 기술에 CBE가 널리 도입될 것으로 예상됩니다. 이를 통해 초정밀 유도 및 방향 기기, 중력계, 항공기 및 우주선의 위치를 ​​수 센티미터의 정확도로 결정하는 시스템을 만드는 것이 가능해집니다. . CBE 구현을 위한 또 다른 유망 분야는 개별 원자에서 모든 물질의 분자를 조립할 수 있는 나노 로봇과 초강력 양자 컴퓨터의 출현을 약속하는 나노기술입니다.

CBE 현상을 기술 진보에 도입하기 위한 주요 도구는 분명히 다음과 같습니다. 원자 레이저. 이 장치는 광학 레이저와 유사한 물질입니다. 즉, 빛의 광선 대신 물질의 지향성 "빔"이 생성됩니다. 이러한 빔은 일관성 있고 자유롭게 움직이는 가스 농축물 흐름입니다. 이 경우 "간섭성(coherent)"이라는 용어는 빔의 모든 원자가 동시에 양자적으로 이동한다는 것을 의미합니다. 즉, 그 파동 함수는 상호 순서가 있습니다.

최초의 원자 레이저 1997년 Wolfgang Ketterl 그룹에 의해 만들어졌으며 중력에 의해 구동됩니다. 소다 농축물에 무선 펄스가 조사되었으며, 그 영향으로 일부 원자가 스핀을 변경했습니다. 스핀이 변경된 원자는 트랩의 영향을 받지 않았으며 문자 그대로 트랩에서 떨어졌습니다. 사실, 그러한 원자 레이저는 빛의 광선이라기보다는 수도꼭지에서 흘러나오는 물줄기처럼 보였습니다.

1998년에 뮌헨 대학의 Theodor Hönsch는 루비듐 원자의 연속적인 흐름과 관련된 유사한 시스템을 시연했습니다. 루비듐 원자빔은 모든 종류의 원자빔보다 백만 배 더 밝았습니다. 비슷한 시기에 미국 국립표준기술연구소(National Institute of Standards and Technology)의 윌리엄 필립스와 스티븐 롤스턴(Stephen Rolston)은 마침내 원자 레이저를 개발했는데, 그 빔은 ​​아래쪽이 아닌 어떤 방향으로도 보낼 수 있었습니다. 그들의 설계에서 그들은 트랩 가장자리에 있는 회전 구멍(소위 "죽음의 원")을 통해 응축수에서 원자를 녹아웃시키는 광학 레이저를 사용했습니다. 죽음의 원과 조심스럽게 동기화된 특정 레이저 펄스 시퀀스를 사용하여 과학자들은 광학 레이저의 밝은 빔과 유사한 일관되고 강렬하며 연속적인 원자 흐름을 생성했습니다.

현재 원자선은 이미 수많은 과학 및 산업 장비, 특히 원자시계, 기본 상수 결정을 위한 고정밀 측정 장비 및 컴퓨터 칩 생산에 사용되고 있습니다. 그러나 원자레이저가 널리 보급되기까지는 꽤 오랜 시간이 걸릴 것으로 예상된다. 가전 ​​제품 30년이 지났습니다. 지금까지 원자 레이저를 사용할 때의 주요 문제점은 빔이 진공에서만 전파된다는 것입니다.

과학 소설에 접해 있는 원자 레이저의 과학적으로 예측된 ​​응용 분야는 다음과 같습니다. 원자 홀로그래피. 미래에는 원자 레이저 프린터와 팩스를 만드는 것이 이론적으로 가능합니다. 이를 통해 물체의 평면 이미지가 아닌 물질의 3차원 모델을 장거리 인쇄하고 전송할 수 있습니다.