Ридберговское состояние – состояния атомов, ионов и молекул с большими значениями главного квантового числа n (высоковозбужденные состояния). Названы в честь шведского физика Йоханнеса Роберта Ридберга (J.R.Rydberg, 1854–1919), впервые экспериментально исследовавшего атомные спектры вблизи границы ионизации. Ридберговские состояния атомов и ионов характеризуются чрезвычайно малыми (по атомным масштабам) ионизационными потенциалами, большими временами жизни (так как вероятность излучательных квантовых переходов с них мала) и большими радиусами орбит высоковозбужденного (ридберговского) электрона. Переходы между соседними ридберговскими состояниями лежат в радиодиапазоне.
Обычно, это атомы щёлочной группы элементов (литий, натрий, рубидий и так далее), у которых внешняя электронная оболочка как раз и состоит из одного электрона. Воздействуя на такой атом лазерным светом определенной длины волны, удается возбуждать внешний электрон в состояния с главным квантовым числом n вплоть до n ~ 1000.

Обычные электроны, находящиеся близко к ядру, в основном чувствуют сильное электростатическое поле ядра (порядка 10⁹ В/см), а внешние поля для них играют роль лишь мелких добавок. Ридберговский электрон чувствует сильно ослабленное поле ядра (E ~ E₀/n⁴), и потому внешние поля могут кардинально исказить движение электрона.

Ридберговские состояния в электрическом поле принципиально нестационарны — происходит ионизация атома полем. Однако для слабых полей вероятность автоионизации (ионизации полем) экспоненциально мала и ридберговское состояние можно считать квазистационарными. В электрическом поле высоко возбуждённые уровни энергии испытывают штарковское расщепление и сдвиг (эффект Штарка), их волновые функции являются собственными функциями гамильтониана:

где H₀ — гамильтониан атома в отсутствие поля. Если потенциальная энергия U(r) имеет кулоновскую природу (то есть H₀ — гамильтониан водородоподобного иона), то уравнение Шрёдингера, соответствующее гамильтониану, разделяется в параболических координатах. Проекция магнитного момента на направление поля по-прежнему является интегралом движения. С точностью до второго порядка теории возмущений энергия стационарных состояний, отсчитанная от границы ионизации, дается выражением

(n₁,n₂ – параболические квантовые числа, удовлетворяющие условию: n1+n2+1=n-m, m – магнитное квантовое число).

Формула справедлива и для ридберговского состояния 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 электрическом поле.

Первые наблюдения излучательных переходов между ридберговскими состояниями от астрофизических объектов были выполнены в СССР. Радиолинии излучения, соответствующие переходам между ридберговскими состояниями, наблюдаются вплоть до n ~ 300 от планетарных туманностей, центральных областей нашей Галактики и некоторых других галактик. Обнаружены линии Не, Не II, С II. Основным механизмом образования ридберговских состояний в астрофизических объектах является фоторекомбинация, поэтому радиолинии излучения называют также рекомбинационными радиолиниями. Радиолинии между ридберговскими состояниями играют важную, роль в диагностике астрофизических объектов. Для n < 100 ширина таких линий обусловлена эффектом Доплера позволяет судить о ионной температуре космической плазмы. Для более высоких n в уширение вносят вклад столкновения с электронами, и таким образом по ширине радиолиний, можно оценить также плотность электронов. Отношение интенсивностей радиолиний и континуума дает электронную температуру. В межзвёздных облаках обнаружены радиолинии поглощения, принадлежащие иону С II и соответствующие переходам между ридберговскими состояниями с n > 700.
 

Ридберговские состояния в лабораторных условиях создаются чаще всего возбуждением атома из основного состояния одним или несколькими световыми пучками большой интенсивности (по крайней мере на первом этапе возбуждения —накачке). Для накачки обычно используется N₂-лазер или вторая (третья) гармоника лазера на неодимовом стекле. Чтобы получать ридберговские состояния с заданными квантовыми числами n,l,m на втором этапе атомную систему возбуждают излучением мощных перестраиваемых лазеров на красителях.
Для регистрации ридберговских состояний наибольшее распространение получили флуоресцентный метод и метод ионизации электрическим полем. Флуоресцентный метод основан на анализе каскадного испускания света при переходах атома из ридберговского состояния. Этот метод обладает селективностью, однако интенсивность регистрируемого излучения в видимой области в этом случае мала. Флуоресцентный метод используют, как правило, для исследования ридберговских состояний с n < 20.
В методе ионизации электрическим полем регистрируются электроны, освобождающиеся в результате ионизации атома в ридберговском состоянии при воздействии на него электреского поля. В этом случае селективность обеспечивается чрезвычайно резкой зависимостью вероятности ионизации от квантовых чисел n и m. Чаще всего этот метод используется в режиме с временным разрешением: после импульсного возбуждения ридберговского состояния подаётся пилообразный импульс электрического поля. Каждое ридберговское состояние в разрешённом по времени ионизационном 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 ридберговского состояния с большими n, когда для ионизации не требуется высоких напряжений электрических полей.

Спектры атомов и ионов в ридберговском состоянии исследуются различными методами. С помощью обычных многомодовых лазеров достигается спектральное разрешение порядка доплеровской ширины уровня, что позволяет исследовать ридберговские состояния с n <50. Если требуется более высокое разрешение, то используют метод скрещенных атомно-лазерных пучков, дающий разрешение в несколько Мгц, или методы нелинейной лазерной спектроскопии. Например методом двухфотонной спектроскопии был получен спектр с разрешением порядка Кгц. В тех случаях, когда интерес представляют интервалы между соседними ридберговскими состояниями, более удобны методы радиоспектроскопии, квантовых биений и пересечения уровней. Вместо настройки частоты излучения на частоту перехода между ридберговскими состояниями на заданную внешнем полем частоту можно настраивать сами ридберговские состояния. В этом случае ридберговские состояния позволяют усиливать слабый микроволновый сигнал.
Особый интерес представляют эксперименты с атомами в ридберговском состоянии в резонаторах. Для n ~ 30 переходы между ридберговскими состояниями лежат в миллиметровом диапазоне, для которого существуют резонаторы с очень высокой добротностью. В то же время влияние электрического поля на атомы в ридберговском состоянии более значительно, чем, например, для молекулярных вращательных уровней энергии.

 

Пучок атомов, находящихся в основном состоянии А, создается источником И; атомы в пучке облучаются двумя лазерами Л₁, Л₂, имеющими такие частоты излучения, что возникает каскадное резонансное возбуждение атомов в ридберговские состояния А**; попадая в постоянное электрическое поле E, ридберговские атомы ионизируются, ионы А+ регистрируются детектором Д. Изменяя частоту лазера Л₂ можно осуществлять возбуждение в состояния с различными значениями n; факт возбуждения проявляется в возникновении резонанса в выходе ионов. Эксперимент проводится в высоковакуумной камере при форвакуумной откачке источника ионов.