Секрет ювелиров XIX века и ядерная хронометрия

Любая наука открыта к теориям, размышлениям и интерпретациям. Однако всегда существуют определенные законы, стандарты и нормы, которые являются постоянными и не обсуждаемыми. Особенно это проявляется в точных науках (физика, химия, математика и т. д.), от того и соответственное название. Точные измерения какого-либо параметра несут важнейшее значения не только в дальнейших расчетах, но и в последующем формировании теорий, физических опытах и создании чего-либо. Одним из самых ценных с точки зрения многих философий ресурсом является время, точное измерение которого крайне важно не только для многих расчетов различных отраслей, но и для работы многих устройств и систем. Эталоном измерения времени является ядерная хронометрия. Создания такого рода часов — это сложный и трудоемкий процесс, где малейшая ошибка приведет к неточной работе. Однако группа ученых из Калифорнийского университета в Лос-Анджелесе (США) обнаружили весьма простой и эффективный метод создания ядерных часов, который был вдохновлен старинной техникой ювелиров. В чем суть методики, как именно она была применена к ядерным часам, и насколько точными они были? Ответы на эти вопросы мы найдем в докладе ученых.

Основа исследования

Недавнее наблюдение прямого лазерного возбуждения изомерного состояния ²²⁹Th в кристаллах с высокой шириной запрещенной зоны после почти 50 лет работы открыло путь к лазерно-доступному ядерному переходу и способствовало быстрому прогрессу в разработке твердотельных оптических часов. Уже проведено сравнение частоты ядерного перехода с атомными часами и изучена его ширина линии, а также начата работа по оптимизации характеристик часов путем разработки как теоретического понимания механизмов ядерного гашения, так и их использования для сокращения цикла опроса часов. Аналогичным образом, возбуждение ядерного перехода в тонкой пленке, пропускающей УФ-излучение, открыло путь к созданию ядерных часов и датчиков на основе интегрированной фотоники. Кроме того, были проанализированы новые материалы с высокой шириной запрещенной зоны, которые могли бы значительно упростить часы, например, путем легирования ²²⁹Th в нелинейный оптический кристалл и, используя принципы молекулярного дизайна, создать систему с потенциалом производительности на порядки выше, чем у любых существующих или планируемых оптических часов.

Поскольку ядро ²²⁹Th представляет собой высокоуправляемую систему, которую можно использовать в различных средах, ожидается, что по аналогии с мёссбауэровской спектроскопией эти же методы могут быть использованы в качестве новых методов исследования химической и ядерной среды твердого тела. Однако во всех проведенных до сих пор исследованиях ядерное возбуждение ²²⁹Th детектируется путем наблюдения результирующей ядерной флуоресценции. Это приводит к требованию, чтобы материал-носитель имел ширину запрещенной зоны больше энергии изомерного перехода (> E_iso), поскольку большой коэффициент внутренней конверсии (IC от internal conversion) изомерного состояния (примерно 10⁸–10⁹) гасит ядерную флуоресценцию. Это требование существенно ограничивает доступные для исследования материалы-носители, и поэтому крайне желательно расширить спектроскопию изомерного перехода на среды с низкой шириной запрещенной зоны (< E_iso) с помощью нового метода детектирования ядерного возбуждения.

Метод CEMS, который десятилетиями использовался в качестве важного метода исследования материалов и недавно был использован для обнаружения перехода ядерных часов 12.4 кэВ в ⁴⁵Sc, был предложен для обнаружения ядерного возбуждения ²²⁹Th. Метод CEMS изомера ²²⁹Th основан на том факте, что если ядерная энергия превышает ширину запрещенной зоны материала, то возможен процесс релаксации IC путем переноса электрона через запрещенную зону. Если этот перенесенный электрон IC возникает в достаточно неглубоком состоянии в валентной полосе, электрон может преодолеть энергетический барьер ионизации (то есть разницу между вершиной валентной полосы и вакуумом) и выйти с поверхности материала. Обнаруживая эти конверсионные электроны, можно регистрировать ядерную спектроскопию, и, как следствие, метод настольной лазерной ядерной спектроскопии может быть распространен на материалы с низкой шириной з��прещенной зоны с помощью этого лазерного метода CEMS.

Помимо возможности изучения материалов с низкой шириной запрещенной зоны, содержащих ²²⁹Th, технология CEMS также может значительно повысить стабильность ядерных часов, поскольку скорость распада IC примерно в 10⁸ раз выше скорости радиационного распада, что позволяет значительно ускорить опрос часов. Этот быстрый опрос снижает требования к стабильности локального генератора, обеспечивая при этом прогнозируемую нестабильность часов на уровне около 10⁻¹⁸ за 1 секунду. Кроме того, ядерные часы на основе CEMS могут работать путем простого считывания фототока CEMS, что позволит значительно упростить и миниатюризировать будущие ядерные часы.

В рассматриваемом нами сегодня труде ученые впервые демонстрируют лазерную CEMS для любого ядра. В частности, для возбуждения ядер ²²⁹Th в тонком образце диоксида тория (ThO₂) используется система УФ-лазера. ²²⁹ThO₂ был выбран в качестве первого носителя, поскольку он имеет низкую ширину запрещенной зоны (около 6 эВ) и легко доступен в виде стехиометрического соединения Th. Конверсионные электроны из ²²⁹ThO₂ детектируются в зависимости от энергии лазерного возбуждения, что позволяет получить первый ядерный спектр CEMS, полученный с помощью лазера. Этот спектр определяет частоту ядерного перехода ²²⁹Th как 2020407.5(2)_stat(30)_sys ГГц, что согласуется с ранее сообщенными значениями перехода и ширина которого соответствует ширине лазерной линии используемой в исследовании системы. Кроме того, время жизни IC составляет приблизительно 10 мкс, что согласуется с результатами исследований имплантации ²²⁹Th и теоретическими расчетами времени жизни IC, описанными ниже.

Результаты исследования

Изображение №1

Мишень для электрохимического осаждения ²²⁹ThO₂ была изготовлена путем электроосаждения ²²⁹ThO₂ на диск из нержавеющей стали. Хотя в мишени могут присутствовать и другие оксидные и гидроксидные соединения тория, в данной работе предполагается, что преобладающей химической формой ²²⁹ThO в мишени является ²²⁹ThO₂, исходя из метода приготовления мишени. Диаметр ²²⁹ThO₂ составляет около 5 нм, а его толщина, по оценке по ширине спектра α-частиц, составляет приблизительно 10 нм (1c), что согласуется с измеренной суммарной активностью около 6.3 кБк. Поглощение УФ-излучения ThO₂ оценивается как α ≈ 0.1/нм, что подразумевает, что ядра ²²⁹Th на глубине около 10 нм могут быть эффективно возбуждены лазером. Кроме того, средняя длина свободного пробега электронов в твердых телах в энергетическом масштабе эВ обычно составляет около 10 нм. Это означает, что электрон, генерируемый на большей глубине, вероятно, рассеивается до извлечения с поверхности. Таким образом, дальнейшая толщина слоя ²²⁹ThO₂ в основном вносит вклад в фоновый шум в виде электронов, образующихся в результате радиоактивных распадов, и поэтому толщина около 10 нм, вероятно, является оптимальной для CEMS.

Спектроскопия CEMS регистрируется путем направления перестраиваемого УФ-лазера на мишень из ²²⁹ThO₂. Вкратце, УФ-излучение генерировалось посредством резонансно-усиленного четырехволнового смешения двух импульсных лазеров на красителях в газе ксенона. Частота первого импульсного лазера на красителях (ω_u) фиксировалась на двухфотонном переходе 5p^{6 1}S → 5p⁵(²P°_3/2)6p²[1/2]₀ ксенона примерно на 249.63 нм. Частота второго импульсного лазера на красителях (ω_v) сканировалась для получения УФ-излучения в ячейке с ксеноном, определяемого соотношением разностного смешения ω = 2ω_u − ω_v.

Все три лазерных луча затем падают вне оси относительно линзы из MgF₂, хроматическая дисперсия которой используется с расположенными ниже по потоку диафрагмами для пространственной фильтрации УФ-луча и направления его в спектроскопическую камеру ²²⁹ThO₂. Лазерная система подает на мишень 30 импульсов в секунду с типичной энергией УФ-импульса около 6–8 мкДж на импульс. Для этих экспериментов в ячейку с ксеноном добавляется газ N₂ для подавления процесса усиленного спонтанного излучения (ASE от amplified spontaneous emission) на длине волны 147 нм, который происходит в масштабе времени, аналогичном распаду IC, и вносит вклад в фотоэлектронный фон.

Мишень из ²²⁹ThO₂ удерживается в специальном креплении (1a), которое обеспечивает возможность электрического смещения образца, а также мониторинг с помощью УФ-лазера. Смещение мишени необходимо, поскольку УФ-лазер вызывает мгновенный выброс фотоэлектронов при попадании на мишень из ²²⁹ThO₂, что перегружает электронный детектор. Эти начальные фотоэлектроны подавляются примерно в течение первых 100 нс после лазерного импульса путем положительного смещения мишени из ²²⁹ThO₂ до 135 В, после чего напряжение смещения изменяется до −405 В для облегчения извлечения электронов IC с поверхности; при этом передняя апертура крепления постоянно поддерживается на уровне 100 В.

В креплении также размещена мишень из плавленого кварца, которая флуоресцирует под УФ-излучением, что облегчает выравнивание, и пироэлектрический кристалл для мониторинга энергии импульса УФ-лазера в режиме реального времени. Камера мишени установлена на комбинированной системе шаговый двигатель с рычагом, которая позволяет поднимать и опускать её, заставляя УФ-лазер освещать либо мишень из ²²⁹ThO₂, либо монитор энергии лазера. Для ограничения накопления углеводородов на мишени и ограничения рассеяния электронов внутримолекулярного комптоновского рассеяния фоновыми газами, камера мишени перед термообработкой очищалась озоновой плазмой и работала при давлении около 10⁻⁷ Па.

В принципе, обнаружение электронов внутримолекулярного комптоновского рассеяния может быть осуществлено простым положительным смещением, например, многоканального пластинчатого детектора (MCP от multichannel plate), расположенного рядом с ²²⁹ThO₂. Однако было обнаружено, что рассеянный свет от УФ-лазера генерирует сильное послесвечение фотоэлектронов, возникающее в точках, рассеянных по всей камере, которое длится десятки микросекунд — предположительно из-за флуоресценции компонентов внутри пучка и камеры. Для преодоления этого фонового излучения использовалась комбинация электрических и магнитных полей, которая фокусировала электроны, исходящие от мишени ²²⁹ThO₂, на детекторный MCP, одновременно отводя электроны, генерируемые в другом месте, в другую область камеры. Наконец, в качестве дополнительной защиты детекторного MCP напряжение на его передней пластине регулировалось таким образом, чтобы оно не имело усиления во время начального всплеска фотоэлектронов от мишени.

Изображение №2

С помощью этого прибора была проведена CEMS путем регистрации количества обнаруженных электронов в окне от 6 до 40 мкс после каждого лазерного импульса в зависимости от длины волны УФ-лазера; это окно было выбрано на основе предыдущих теоретических оценок и наблюдений распада IC после распада ²³³U. Электронный сигнал, нормированный по энергии лазерного импульса, показан на 2a в зависимости от частоты для области шириной примерно 100 ГГц, центрированной на энергии ядерного перехода ²²⁹Th. Эти данные были записаны путем сначала измерения энергии импульса, а затем регистрации общего количества электронов, испущенных после 36000 импульсов (20 минут), перед повторным измерением энергии импульса. Этот процесс был повторен для записи спектра лазерной CEMS.

Данные на 2a представляют собой среднее значение четырех спектров, при этом вертикальные полосы погрешностей представляют стандартную ошибку. Из-за различий в выравнивании системы между опытами фотоэлектронный фон незначительно различ��лся между разными спектрами. Поэтому для определения и вычитания фонового излучения фотоэлектронов перед объединением данных использовалась лоренцевская функция с аппроксимацией фонового излучения. Кроме того, поскольку частота лазера не контролируется идеально, эти спектры сгруппированы по частоте, а горизонтальные полосы погрешностей представляют собой стандартное отклонение частоты. Каждая точка данных представляет собой среднее значение не менее чем 140000 лазерных импульсов.

Нелинейная аппроксимация методом наименьших квадратов лоренцевской функции спектра дает центральное значение 2020407.5 ± 0.2_stat ± 30_sys ГГц и полную ширину на половине максимума 12.4 ± 0.4 ГГц, что согласуется с наблюдениями в LiSrAlF₆ и ThF₄. Здесь статистическая погрешность представляет собой 68% доверительный интервал, а систематическая неопределенность в основном обусловлена точностью волномера и, вероятно, является консервативной. В резонансе регистрируется в среднем 0.41 ± 0.05 е/мкДж на лазерный импульс. Ожидаемый сигнал можно оценить как η_eη_сN_e × e^−t_i^/T_IC, где η_e — эффективность извлечения электронов IC из образца, η_с — эффективность сбора электронов, испускаемых образцом, N_e — число возбужденных ядер ²²⁹Th, а t_i — время начала подсчета электронов после лазерного импульса. На основе калибровки прибора ожидаемый сигнал определяется как 0.15_−0.09^+0.25 е/мкДж, что находится в разумном согласии с зарегистрированным спектром.

Используя ту же систему, время жизни распада IC измеряется путем сравнения количества электронов, собранных во временных интервалах на резонансе в первые 190 мкс после лазерного возбуждения. В частности, среднее количество электронов на мкДж энергии лазера определяется как для резонансного, так и для нерезонансного (примерно 100 ГГц расстройка) периодов освещения. Затем среднее количество электронов в нерезонансном режиме вычитается из среднего количества электронов в резонансном режиме для удаления любого фотоэлектронного фона, и результат отображается на 2b. Нелинейная аппроксимация методом наименьших квадратов без фона для экспоненты распада показывает время жизни IC 12.3 ± 0.3 мкс, как показано на 2b. Скорость распада IC чувствительна к локальной химической среде, поэтому возможен диапазон скоростей распада, и это время жизни следует интерпретировать как оценку.

Изображение №3

Измеренная энергия изомера согласуется с более ранними спектроскопическими экспериментами в трех широкозонных матрицах. Теоретически это подтверждается расчетами изомерных сдвигов для большого разнообразия твердотельных матриц ²²⁹Th и расчетами, специфичными для ²²⁹ThO₂ Например, ожидалось, что изомерный сдвиг между объемным ²²⁹ThO₂ и ²²⁹Th:LiSrAlF₆ составляет порядка 100 МГц, что значительно ниже приблизительно 3 ГГц, указанных в экспериментальных данных. Проведенные расчеты предсказывают частоту ядерного перехода для объемного ²²⁹ThO₂ равной 2020407338 ± 70 Мгц.

В процессе внутримолекулярного перехода энергия возбужденного ядра передается электронам. В кристаллическом твердом теле это означает переход электрона валентной полосы |υkσ_v⟩ в состояние зоны проводимости |ckσ_c⟩ и образование дырки в валентной полосе (3a). Этот процесс опосредуется сверхтонким взаимодействием (HFI от hyperfine interaction) W, которое для периодических решеток сохраняет электронный кристаллический импульс k, но может связывать электронные состояния с различными проекциями спина σ_{v, c}. Ученые вывели скорость описанного процесса внутримолекулярного перехода как

где |e⟩ и |g⟩ — изомерное и основное ядерные состояния со спинами I_{e, g} и магнитными квантовыми числами M_{e, g}. HFI W связывает два ядерных состояния и электронные состояния валентной и проводимости зон. G_cv(ħω_nuc) — это общепринятая совместная плотность состояний (JDOS от joint density of states) при энергии ядерного перехода ħω_nuc. Черта обозначает усреднение по поверхности постоянной энергии в k-пространстве.

Та же самая плотность состояний (JDOS) появляется в теории электромагнитного межзонного поглощения и, очевидно, является величиной, сильно зависящей от материала. Поэтому, чтобы понять физику процесса межзонного поглощения, и в частности его скорость, были рассчитаны свойства ²²⁹ThO₂ с помощью периодической теории электронной структуры (GW и DFT). В расчетах использовалось приближение G₀W₀ для собственной энергии электронов и уравнение Бете-Сальпетера (BSE от Bethe–Salpeter equation) для оптических свойств. Фундаментальная ширина запрещенной зоны, рассчитанная с помощью G₀W₀, составляет 6.20 эВ, что находится в разумном согласии с экспериментальными измерениями 5.9 эВ. Спектр поглощения, рассчитанный с помощью G₀W₀ + BSE, согласуется с предыдущими измерениями, подтверждая оценку α ≈ 0.1/нм.

ThO₂ кристаллизуется в структуре флюорита (пространственная группа Fm3m, № 225), в которой каждый атом Th координирован восемью атомами кислорода в кубической конфигурации (3b). Связь Th⁴⁺–O²⁻ преимущественно ионная, с небольшой ковалентной примесью, возникающей из-за перекрытия орбиталей Th 6d/5f и O 2p. То, что Th находится в степени окисления +4, можно подтвердить по проекционной плотности состояний (PDOS от projected density of states) на Th, в которой компоненты 5f и 6d в валентной полосе практически пусты. Напротив, валентные орбитали Th 5f и 6d образуют большие пики в зоне проводимости, что указывает на перенос электрона от аниона O²⁻ с образованием Th³⁺. Как валентная, так и зона проводимости содержат небольшие вклады от проекционных p-орбиталей Th. Как оказалось, процесс внутримолекулярного перехода в основном включает перенос электронов между этими компонентами p-орбиталей.

При вычислении матричного элемента HFI в уравнении выше удобно спроецировать состояния валентной и проводимости зон |υkσ_v⟩ и |ckσ_c⟩ на базис атомных орбиталей Th. Матричный элемент W_cσckσv^ge(k) может быть выражен как сумма по различным матричным элементам HFI, связывающим атомные орбитали с определенными угловыми моментами, взвешенная коэффициентами разложения |υkσ_v⟩ и |ckσ_c⟩. В первом приближении перекрёстными членами, возникающими при возведении в квадрат разложения W_cσckσv^ge(k), можно пренебречь. Это позволяет выразить скорость IC через константы HFI основного состояния ядра A и «проектированную совместную плотность состояний» (PJDOS от projected joint density of states) в Th. PJDOS — это JDOS, взвешенная по проекциям электронных состояний кристалла на атомные орбитали тория, что позволяет описать характер делокализованных кристаллических орбиталей вблизи ядра тория. Константы HFI A для Th³⁺ известны из экспериментов и высокоточных релятивистских расчетов атомной структуры. PJDOS переходов с наибольшим вкладом в скорость IC показаны на 3c. Используя эти значения, была получена оценка скорости IC Γ_IC ≈ 1.3 × 10⁴/с, что соответствует времени жизни IC около 80 мкс.

Источниками расхождения между измеренными и теоретическими временами жизни могут быть члены разложения в кросс-порядке и более высоких порядках, которые были проигнорированы при оценке скорости, а также ошибки в локальных проекциях плосковолновых орбиталей, выполненные VASP. Например, когерентное добавление кросс-членов может увеличить скорость IC и, таким образом, уменьшить расчетное время жизни IC примерно до 30 мкс. Релятивистское сжатие приблизительно (Zα)² может увеличить нерелятивистскую плотность состояний, вычисленную с помощью VASP, на целых 40%, поэтому увеличение скорости IC может достигать коэффициента 1.4² ≈ 2, что еще больше уменьшит расчетное время жизни IC примерно до 15 мкс.

Небольшие изменения валентных и проводимостных ��остояний, ожидаемые при добавлении спин-орбитальной связи в расчетах твердого тела, и отклонения образца от объемного ²²⁹ThO₂ из-за эффектов повреждения поверхности и собственного излучения могут дополнительно повлиять на скорость IC. По сравнению с чистым ²²⁹ThO₂, скорость внутримолекулярного перехода для ²²⁹Th вблизи точечных дефектов может быть увеличена за счет электрического квадрупольного вклада сверхпроводимости, обусловленного нарушением симметрии. Отмечается, что согласие эксперимента и теории на порядок величины подтверждает физическую интерпретацию, согласно которой наблюдаемый распад внутримолекулярного перехода является результатом релаксации ядра посредством переноса электрона от оксидного аниона в компоненту Th 6p зоны проводимости.

Помимо использования в качестве нового химического зонда, лазерные CEMS могут позволить создать новый тип ядерных часов, обладающих рядом преимуществ перед часами на основе кристаллов. Главными из этих преимуществ являются значительно сокращенное время опроса часов, поскольку скорость распада IC примерно в 108 раз выше, чем скорость радиационного распада, и возможность считывания показаний часов путем простого мониторинга тока, выходящего из мишени, что может способствовать существенной миниатюризации.

Для таких часов, предполагая, что ²²⁹ThO₂ образуется из ¹⁶O, наибольшими источниками нестабильности будут уширение, обусловленное магнитными дипольными взаимодействиями между ядрами ²²⁹Th, и уширение, вызванное временем жизни. Учитывая, что расстояние Th–Th в ThO₂ составляет 3.96 Å, ожидаемое зеемановское уширение, обусловленное соседними ядрами ²²⁹Th, составляет около 10 Гц. Следующими по величине источниками уширения будут изменяющийся собственный изомерный сдвиг и доплеровский сдвиг второго порядка, возникающие из-за температурных градиентов в образце ThO₂. На основе оценок, полученных в других мёссбауэровских экспериментах, типичные собственные изомерные сдвиги варьируются от 0.1 до 5.0 кГц/К, что подтверждается недавними измерениями собственного изомерного сдвига в ²²⁹Th:CaF₂ при 0.4 кГц/К. В рамках модели Дебая доплеровский сдвиг второго порядка можно оценить как ≲1 Гц/К при 4 К, используя самое низкое зарегистрированное значение 236 К для температуры Дебая ThO₂. При стабилизации температурных градиентов по образцу до ≤ 0.1 мК собственные изомерные и доплеровские сдвиги второго порядка приводят к уширению примерно на 0.5 Гц. Таким образом, основным источником нестабильности является уширение, обусловленное временем жизни Γ ≈ 2π × 16 кГц.

Предполагая, что подготовлена полированная поверхность монокристалла толщиной приблизительно 10 нм, обеспечивающая эффективность извлечения электронов ηe ≈ 0.5, и что фотоэлектронный фон устранен путем очистки материала и создания перегородок, лазер мощностью 100 мкВт приводит к прогнозируемой нестабильности часов около 2 × 10⁻¹⁸ при усреднении за 1 с. Примечательно, что электрический ток от процесса IC также может быть использован в качестве средства считывания, поскольку он будет генерировать ток около 300 нА, обеспечивая простой способ управле��ия и синхронизации часов. Также возможно дальнейшее повышение этих характеристик путем целенаправленного возбуждения электронов дефектов или зоны проводимости для реализации «по требованию» гашения ядерного возбуждения.

Для более детального ознакомления с нюансами исследования рекомендую заглянуть в доклад ученых.

Эпилог

В рассмотренном нами сегодня труде ученым удалось заставить радиоактивные ядра тория поглощать и испускать фотоны контролируемым образом, подобно тому, как электроны ведут себя внутри атомов. Теоретическая база данного исследования берет свое начало еще в 2008 году, однако до практики ученые дошли лишь недавно. Связано это с тем, что специфический изотоп, необходимый для ядерных часов, торий-229, содержится только в оружейном уране. В результате, по оценкам ученых, во всем мире существует всего около 40 граммов этого материала для исследований в области часов, что делает эффективность критически важной задачей.

Ранее ученые потратили порядка 15 лет на разработку специализированных кристаллов фторида, легированных торием. В этих экспериментах атомы тория-229 были связаны с фтором в тщательно спроектированной структуре. Полученные кристаллы стабилизировали торий, оставаясь при этом прозрачными для лазерного света, необходимого для возбуждения атомного ядра. Однако процесс оказался чрезвычайно сложным, и для получения кристаллов потребовалось относительно большое количество тория. Следовательно, во время опытов не было права на ошибку, так как количество образцов крайне ограничено.

В данном же труде ученые реализовали новый и куда более экономный метод. Они нанесли чрезвычайно тонкий слой тория на нержавеющую сталь с помощью электролитического осаждения — метода, широко используемого в ювелирном деле. Электролитическое осаждение, разработанное в начале XIX века, основано на использовании электрического тока для перемещения атомов металла через проводящий раствор и покрытия одной поверхности другим металлом. Например, золото или серебро часто наносят методом электролитического осаждения на менее ценные металлы.

Успех новой системы стал возможен благодаря осознанию того, что долгое время считалось неверным. Ученые полагали, что торий должен быть внедрен в прозрачный материал, чтобы лазерный свет мог достичь ядра для его возбуждения. Команда обнаружила, что возбудить ядро настолько, чтобы наблюдать за его энергетическим переходом, гораздо проще, чем считалось ранее. Оказалось, что вполне возможно направлять достаточно света в эти непрозрачные материалы, чтобы возбудить ядра вблизи поверхности, и затем, вместо испускания фотонов, как это происходит в прозрачных материалах, таких как кристаллы, они испускают электроны, которые можно обнаружить, просто отслеживая электрический ток.

Как отмечают ученые, помимо улучшения сетей связи, радиолокационных систем и синхронизации энергосистем, сверхточные часы могут решить серьезную проблему навигацию без GPS, если он выйдет из строя. Ядерные часы гораздо менее чувствительны к внешним воздействиям, что делает их особенно ценными в ситуациях, когда точность должна поддерживаться в течение длительных периодов без внешних сигналов. Более точные часы также необходимы для дальних космических путешествий, где точное измерение времени лежит в основе навигации и связи.

Немного рекламы

Спасибо, что остаетесь с нами. Вам нравятся наши статьи? Хотите видеть больше интересных материалов? Поддержите нас, оформив заказ или порекомендовав знакомым, облачные VPS для разработчиков от $4.99, уникальный аналог entry-level серверов, который был придуман нами для Вас: Вся правда о VPS (KVM) E5-2697 v3 (6 Cores) 10GB DDR4 480GB SSD 1Gbps от $19 или как правильно делить сервер? (доступны варианты с RAID1 и RAID10, до 24 ядер и до 40GB DDR4).

Dell R730xd в 2 раза дешевле в дата-центре Maincubes Tier IV в Амстердаме? Только у нас 2 х Intel TetraDeca-Core Xeon 2x E5-2697v3 2.6GHz 14C 64GB DDR4 4x960GB SSD 1Gbps 100 ТВ от $199 в Нидерландах! Dell R420 - 2x E5-2430 2.2Ghz 6C 128GB DDR3 2x960GB SSD 1Gbps 100TB - от $99! Читайте о том Как построить инфраструктуру корп. класса c применением серверов Dell R730xd Е5-2650 v4 стоимостью 9000 евро за копейки?