Многие научные изыскания, особенно в современном мире, получают свое научное доказательство либо сразу же, либо спустя короткое время. Однако научное сообщество прошлого века или даже еще раньше было источником огромного числа теорий, которые долгое время оставались теориями ввиду отсутствия технических возможностей их подтверждения. Какие-то из них были опровергнуты современными учеными, какие-то до сих остаются в подвешенном состоянии, а какие-то наконец-то получили свое утвердительное подтверждение. К последним относится теория, выдвинутая физиком Хансом Бете еще в 1931 году, названная в последствии «струны Бете». Ученые из Инсбрукского университета имени Леопольда и Франца (Инсбрук, Австрия) смогли создать и наблюдать «струны Бете» — необычные квантовые состояния. Как именно ученые их создали, какого было их поведение, и что доказательство данной теории может предложить квантовый физике современности? Ответы на эти вопросы мы найдем в докладе ученых.

Основа исследования

«Струны Бете» представляют собой связанные состояния составляющих частиц в различных одномерных (1D) интегрируемых квантовых многочастичных моделях, имеющих значение для магнетизма, нанофизики, физики холодных атомов и других областей. Они являются квантовым аналогом ярких солитонов. Будучи фундаментальными коллективными возбуждениями, они, согласно теоретическим предсказаниям, должны существенно изменять наблюдаемые равновесные и динамические свойства систем. Недавно в квантовых магнитах и сверхпроводящих кубитах были экспериментально обнаружены отдельные короткие струны Бете. Однако создание состояний, представляющих собой смесь множества струн (в том числе длинных), остается сложной экспериментальной задачей. В данной работе ученым удалось это сделать.

Сильные корреляции ставят перед современной физикой как сложные задачи, так и новые возможности. В простейших случаях взаимодействия лишь перенормируют «голые» возбуждения или порождают эмерджентные коллективные гидродинамические моды. Однако существует и иная, гораздо более интересная возможность: непертурбативная перестройка микроскопических степеней свободы, делающая невозможным описание многочастичного состояния на основе системы невзаимодействующих частиц. Простейшим проявлением этой парадигмы служит образование связанных состояний: так, куперовские пары (в теории Бардина — Купера — Шриффера, или BCS от Bardeen-Cooper-Schrieffer) демонстрируют, как связанные состояния приводят к сверхпроводимости, а конфайнмент кварков обусловливает существование адронов в физике высоких энергий. Бозонные системы потенциально гораздо богаче фермионных, поскольку в них могут формироваться крупные комплексы из сильно связанных (и, следовательно, сильно коррелированных) эмерджентных частиц. Однако создание долгоживущих ансамблей бозонов с притяжением сопряжено с серьезными практическими трудностями, аналогичными проблеме нестабильности вакуума в квантовой электродинамике (QED от Quantum Electrodynamics) с притяжением. В бозонных системах отсутствие запрета Паули допускает образование крупных комплексов, которые, в свою очередь, коллапсируют вследствие короткодействующих молекулярных процессов. В связи с этим бозоны с притяжением удавалось наблюдать лишь в режиме слабого взаимодействия при малом числе частиц либо в одномерных системах с сильным притяжением, где образование связанных состояний подавлено энергетическими факторами. Из-за этих сложностей до сих пор не удавалось создать систему бозонов с сильным притяжением, демонстрирующую иерархию крупных связанных состояний.

В одномерных интегрируемых квантовых системах взаимодействия притяжения не обязательно приводят к коллапсу. Вместо этого они порождают «струны Бете» — многочастичные связанные состояния, предсказанные почти столетие назад. Они возникают как устойчивые возбуждения в спиновых цепочках, газах холодных атомов и квантовых магнитах. Их устойчивость обусловлена характерным для интегрируемых систем отсутствием дифракционных столкновений, что предотвращает распад связанных состояний на состояния с более низкой энергией. Недавние исследования показывают, что протяженные струны Бете определяют аномальные транспортные свойства интегрируемых спиновых цепочек и обусловливают возникновение универсального поведения класса Кардара-Паризи-Жанга (KPZ от Kardar-Parisi-Zhang). Помимо традиционных систем физики конденсированного состояния, они также играют важную роль в физике высоких энергий и теории струн. Для глубокого понимания этого многообразия проявлений необходимо уметь создавать плотные ансамбли струн Бете различных размеров и управлять ими.

Ожидается, что в системе холодных атомов, описываемой моделью Либа-Линигера (LL от Lieb-Liniger), существуют струны Бете. В квазиклассическом пределе струны Бете переходят в яркие солитоны нелинейного уравнения Шредингера. Солитонные цепочки, устойчивые лишь при слабом взаимодействии, были экспериментально получены в системе бозонов с притяжением в условиях, близких к квазиклассическому режиму. В данном контексте образование солитонов рассматривается как проявление модуляционной неустойчивости нелинейного уравнения Шредингера и его обобщений. В настоящей работе, используя ультрахолодные атомы цезия (Cs) с притяжением в одномерной (1D) геометрии, ученые создали плотную смесь струн, изменяя характер взаимодействия от отталкивания к притяжению и проходя через точку отсутствия взаимодействия. Ученые работали в квантовом режиме, выходящем за рамки применимости нелинейного уравнения Шредингера, при этом быстрый коллапс газа предотвращается благодаря приближенной интегрируемости системы. Используя изменение параметров с конечной скоростью, было создано сильно неравновесное состояние, содержащее множество струн Бете, в том числе протяженных. Их типичный размер определяется начальными условиями, прежде всего температурой и плотностью атомного облака. Ученые фиксировали их наличие, сравнивая результаты измерений после снятия удерживающего потенциала в 1D- и 3D-геометриях, а также анализируя распределение по импульсам и измеряя параметр контакта Тана. Полученные данные хорошо согласуются с предсказаниями, основанными на методах обобщенной гидродинамики.

Результаты исследования

Струны Бете возникают как собственные состояния знаменитого LL гамильтониана:

где первый член представляет собой кинетическую энергию частиц с массой m, а второй член моделирует межчастичные взаимодействия с силой c̃. Собственные состояния, полученные с помощью анзаца Бете, обозначаются набором быстрот θ, которые являются обобщенными импульсами набора возникающих стабильных квазичастиц.

Изображение №1

На 1a показано схематическое представление различных режимов взаимодействия одномерного бозе-газа. При c̃ > 0 частицы взаимодействуют отталкивающе, а быстроты являются действительными величинами. При достаточно сильных отталкивающих взаимодействиях бозоны фермионизируются в состоянии Тонкса-Жирардо (TG от Tonks-Girardeau). Переход к сильным притягивающим взаимодействиям (c̃ < 0) приводит к возбужденному газообразному состоянию, суперсостоянию Тонкса-Жирардо (sTG). Однако в режиме притяжения быстроты, как правило, имеют комплексные значения с ненулевыми мнимыми частями. Они располагаются в кластерах, имеющих одинаковую действительную часть λ ≡ Re(θ), симметрично расположенных вдоль мнимой оси с интервалом |c̃|. Эти состояния являются струнами Бете. Изолированная струна Бете размера n имеет волновую функцию ψ(z₁ < . . . < z_n) ∝ exp(iΣⁿ_j=1θ_jz_j), с быстротами θ_j = λ + |c̃|(n + 1 − 2j). Его величину Δz_n можно оценить по распаду волновой функции как Δz_n =2[|c̃|(n − 1)]⁻¹, где масштаб длины задается |c̃|⁻¹. Полная энергия E_n струны равна E_com;n − E_b;n, где E_com;n = nℏ²λ²/(2m) — энергия центра масс, а E_b;n = ℏ²c̃²n(n² − 1)/(24m) — энергия связи. Само основное состояние для N частиц — это гигантское состояние Бете с N составляющими. Струны Бете с меньшим числом составляющих должны реализовываться в неравновесной ситуации, которая здесь реализуется с помощью конечной скорости взаимодействия от отталкивающей к притягивающей фазе, проходящей через точку невзаимодействия. Специфика начального состояния, скорость изменения температуры и неизбежно ненулевая температура определят распределение состояний Бете в такой неравновесной ситуации.

Экспериментальный протокол

Экспериментальная последовательность начинается с получения трехмерного бозе-эйнштейновского конденсата (BEC от Bose-Einstein condensate) атомов цезия (Cs) в оптической дипольной ловушке со скрещенными пучками. При этом сила тяжести компенсируется магнитной силой. Ученые варьировали число атомов в BEC в диапазоне от 2 × 10⁴ до 6 × 10⁴ с неопределенностью 10%, а температуру — от 10 нК до 35 нК с точностью 1 нК. Широкий резонанс Фешбаха позволяет регулировать длину s-волнового рассеяния a_3D с помощью смещающего магнитного поля B_z. Изначально поле B_z устанавливается равным 20.8(1) Гс, что соответствует значению a_3D = 209(4)a₀. BEC находится в режиме Томаса-Ферми. Конденсат адиабатически загружается в два лазерных пучка, формирующих оптическую решетку и пересекающихся под углом 90° в горизонтальной плоскости x−y (1b). В результате образуется массив изолированных одномерных трубок с частотами удержания ω_⊥/2π = 10.5(1) кГц в поперечном направлении и ω_z/2π = 29.3(1) Гц в продольном направлении (при глубине решетки 25 E_r, где E_r = π²ℏ²/(2md²) — энергия отдачи, а d = 532.2 нм — период решетки, определяемый длиной волны лазерного излучения). Это соответствует характерным длинам гармонического осциллятора a_ho = 1.6(2) мкм (в продольном направлении) и a_⊥ = 83(4) нм (в поперечном направлении). Ученые регулировали среднее число атомов в трубке N в диапазоне от 7 до 30, изменяя плотность исходного BEC, что приводит к заполнению от 3000 до 5000 трубок.

В исследуемой одномерной модели сила взаимодействия контролируется с помощью c̃ ≃ 4a_3D/a²_⊥. После загрузки решетки устанавливалась сила взаимодействия на c̃ = 3.4(1) мкм⁻¹, помещая системы в умеренно взаимодействующий TG режим. Одномерная температура T_1D устанавливается в диапазоне от 3 нК до 35 нК с неопределенностью 20%. В этом диапазоне параметров система находится в квантовом режиме. Там система не может быть описана в рамках приближения Гросса-Питаевского, и GHD представляется единственным жизнеспособным теоретическим подходом. Ученые постепенно уменьшали параметр взаимодействия до более низких и отрицательных значений, пересекая точку невзаимодействия, с почти постоянной скоростью ∂c̃/∂t ≈ −0.038 мкм⁻¹мс⁻¹. Ожидалось, что эта процедура отображает систему на распределение струн Бете по мере того, как взаимодействия становятся притягивающими. В эксперименте при силе взаимодействия c̃ = −1 мкм⁻¹ струна размером n = 4 имеет длину связи около 0.67 мкм. Тогда энергия связи этой струны составляет h × 190H ≈ k_B × 9 nK. Следует отметить, что струны Бете хорошо определены только тогда, когда их длина связи Δz_n намного больше a_⊥. На малых расстояниях ожидается потеря за счет короткодействующих молекулярных процессов. Такая потеря не учитывается моделью LL. Отсутствие возбуждений поперечных мод в измерениях методом времени пролета (TOF от time-of-flight) подтверждает, что система остается глубоко в одномерном режиме.

Для исследования данной системы ученые использовали протокол измерения быстроты, ранее использовавшийся при отсутствии связанных состояний. Этот протокол состоит из двухэтапной последовательности расширения: сначала расширение внутри трубок на время t_1D, а затем свободное расширение в трехмерное пространство на время t_3D (1c). Обеспечивалось, чтобы t_1D было достаточно большим, чтобы система перешла в режим разбавления, когда межчастичные взаимодействия становятся незначительными. В режиме отталкивания последующее изображение поглощения дает распределение газа по быстроте. Однако в режиме притяжения связь между распределением по быстроте и изображением поглощения становится более сложной. Экспериментально расширение в трубках достигается за счет одновременного отключения дипольных ловушек и устранения остаточного продольного ограничения, создаваемого решетчатыми лучами, путем применения антизахватывающего луча с длиной волны 808 нм, отстроенного по синему свету, который выравнивает потенциал. На втором этапе расширения (расширении в 3D) ученые просто отключали поперечное ограничение и одновременно устанавливали a_3D ≃ 0, чтобы избежать любого вызванного взаимодействием расширения распределения плотности расширяющегося облака.

Измерения энергии высвобождения

Изображение №2

В первом эксперименте ученые стремились обнаружить свидетельства существования «струн Бете» путем измерения энергии высвобождения. Определялись значения энергии высвобождения E_1D и E_3D, анализируя изменение второго момента расширяющегося облака на 1D- и 3D-этапах протокола измерения быстроты. Величина E_1D находится путем варьирования времени t_1D при неизменном t_3D, а E_3D — путем варьирования t_3D при неизменном t_1D. Выше представлены зависимости E_1D и E_3D от параметра c̃. Установлено, что в случае отталкивающего взаимодействия величины E_1D и E_3D совпадают (в пределах погрешности) и уменьшаются от примерно h × 100 Гц в области сильного отталкивания до примерно h × 60 Гц вблизи точки отсутствия взаимодействия. Напротив, при притягивающем взаимодействии наблюдается явное различие: если E1D выходит на плато на уровне около h × 35 Гц, то E3D возрастает примерно до h × 110 Гц при c̃ = −1.0 мкм⁻¹. Это расхождение между E_1D и E_3D в режиме притяжения служит веским доказательством существования струн Бете.

В процессе 1D-расширения эти связанные состояния испытывают рассеяние, но сохраняют свою целостность, вследствие чего измеренное значение E_1D остается низким. Однако при переходе к 3D-расширению внезапное снятие удерживающего потенциала разрушает связанные состояния, преобразуя энергию связи в кинетическую энергию, что приводит к увеличению энергии высвобождения (преимущественно в направлении оси z).

С другой стороны, в режиме отталкивания отсутствие связанных состояний обеспечивает равенство E_1D и E_3D. Фактически, в режиме отталкивания E_1D = E_3D = U, где U = ⟨H_LL⟩ — внутренняя энергия газа. В режиме притяжения величина E_1D определяется средней энергией движения центра масс струн: E1D = ⟨E_com⟩. В свою очередь, величина E_3D представляет собой сумму средней энергии центра масс струн и средней энергии связи: E_3D = ⟨E_com⟩ + ⟨E_b⟩.

Результаты соответствующего моделирования методом GHD хорошо согласуются с экспериментальными данными. Несмотря на конечное число частиц, метод GHD обеспечивает количественное описание эксперимента, что ранее уже наблюдалось в режиме отталкивания. При моделировании методом GHD учитываются неоднородный удерживающий потенциал и эффекты, связанные с конечностью TOF, путем имитации всего процесса одномерного и трехмерного расширения, реализованного в эксперименте. Основным процессом, нарушающим интегрируемость в эксперименте, являются потери вследствие трехчастичных столкновений, которые не учитываются в рамках GHD. В фазе отталкивания такие потери пренебрежимо малы, однако в режиме притяжения, по мере формирования и уплотнения струн Бете при усилении взаимодействия, потери из-за трехчастичных столкновений становятся заметными. При более сильном притяжении происходит потеря крупных струн Бете, поскольку они характеризуются более высокой энергией связи. Эта картина качественно объясняет расхождение между экспериментальными данными и результатами моделирования GHD.

На вставке на изображении №2 представлена зависимость 〈E_b〉 от c̃, полученная в рамках подхода E_3D — E_1D. Не прибегая к сложному теоретическому моделированию в рамках GHD, на основе экспериментальных данных можно определить нижнюю границу максимального размера струн Бете, присутствующих в системе. Энергия связи струн Бете монотонно возрастает с увеличением числа их компонентов. Чтобы объяснить наблюдаемое значение 〈E_b〉, система должна содержать струны размера n* или более, где n* — наибольшее целое число, для которого 〈E_b〉 ≥ E_{b, n*}/n*. Эта грубая оценка дает значение n* не менее 6, однако более детальный анализ с использованием GHD предсказывает возбуждение и более крупных струн Бете.

Характеристика одномерного расширения

Изображение №3

Ученые нашли дополнительные свидетельства существования струн Бете, сравнивая распределение импульсов после одномерного расширения f(p/ℏ) с предсказаниями GHD. Для этого фиксировались времена расширения t_1D = 10 мс и t_3D = 46.3 мс. Распределение по импульсам получаются из продольного профиля расширившегося облака, преобразуя координату z в импульс по формуле p = mz/(t_1D + t_3D). На 3a показана зависимость f(p/ℏ) при изменении интенсивности взаимодействия c̃ от режима отталкивания к режиму притяжения. В начале процесса изменения параметра функция f(p/ℏ) имеет колоколообразную форму, а ее полная ширина на полувысоте (FWHM) составляет ℏ × 6.0(1)мкм⁻¹. По мере уменьшения c̃ и приближения к точке отсутствия взаимодействия пик f(p/ℏ) становится более острым, а ширина FWHM сужается до ℏ × 3.0(1)мкм⁻¹ при c̃ = 0.1 мкм⁻¹. После прохождения точки нулевого взаимодействия f(p/ℏ) уширяется, увеличиваясь почти вдвое к концу процесса при c̃ = −2.0 мкм⁻¹.

Далее сравнивались полученные данные с результатами GHD. Ученые определили оптимальные начальные условия для моделирования путем подбора параметров, обеспечивающего наилучшее соответствие экспериментальным данным в режиме слабого отталкивания, который наиболее чувствителен к начальным параметрам. В результате было получено значение T_1D = 15 нК. Наблюдалось хорошее согласие между экспериментальными данными и результатами GHD во всем диапазоне взаимодействий. При варьировании начальной температуры в моделировании GHD на ±10% наблюдаются лишь незначительные изменения вблизи точки отсутствия взаимодействия, что свидетельствует о надежности результатов GHD. В режиме отталкивания f(p/ℏ) соответствует распределению газа по быстроте. Следовательно, сужение распределений при уменьшении c̃ > 0 объясняется снижением эффективной скорости квазичастиц. Напротив, в случае притяжения (c̃ < 0) квазичастицы связываются друг с другом, образуя «струны Бете», что приводит к уширению распределений. Интуитивное понимание, основанное на принципе неопределенности Гейзенберга, подсказывает, что струна с длиной связи Δz_n будет испускать импульс в пределах интервала Δp_n ~ / (2Δz_n). Этот эффект уширения становится более выраженным для более длинных струн Бете и при более сильном взаимодействии притяжения.

Далее было рассмотрено, как температура влияет на образование связанных состояний. На 3b показана зависимость FWHM функции f(p/ℏ) от параметра c̃ для трех различных значений T_1D. Стоит отметить, что для набора данных, полученного при 15 нК, глубина решетки составляла 20 Er, а не 25 Er. Как видно из 3a, при удалении от точки c̃ = 0 распределение уширяется. Этот эффект ослабевает при более высоких значениях T_1D. Результаты расчетов в рамках GHD хорошо согласуются с экспериментальными данными. Более значительное расхождение для данных, полученных при более высоких температурах, объясняется менее точным описанием начальных условий в данной двухпараметрической модели. На 3c представлены предсказания GHD относительно числа атомов nP_n, входящих в состав цепочек размера n, где P_n — вероятность обнаружения такой цепочки. Вероятность образования более длинных цепочек уменьшается с ростом T_1D. При повышении температуры кинетическая энергия системы начинает преобладать над энергией взаимодействия. Это снижает вероятность образования более крупных связанных состояний и, как следствие, уменьшает среднюю энергию связи на одну частицу. Данная закономерность отражена на 3b: при более высоких значениях T_1D полуширина функции f(p/ℏ) становится менее чувствительной к изменению параметров взаимодействия.

Контакт Тана

Наличие струн Бете значительно изменяет короткодействующие корреляции газа, в частности, локальные парные корреляции, интегрированные по ловушке G₂ = ⟨Σ_i≠jδ(z_i − z_j)⟩, которые количественно определяют вероятность обнаружения двух частиц в одном и том же месте. Это прямо пропорционально контакту Тана: C = c̃²G₂. Контакт Тана устанавливает фундаментальную связь между микроскопическими величинами и термодинамическими свойствами системы. В состоянии теплового равновесия теорема вириала связывает C с внутренней энергией U и потенциальной энергией E_V гармонической ловушки следующим образом:

Было обнаружено, что уравнение выше также обобщается на неравновесные сценарии, описываемые стационарными решениями уравнений GHD.

Экспериментально была определена величина U на основе описанных ранее измерений энергии, выделяющейся при высвобождении газа (3D-высвобождение). Если в случае отталкивающего взаимодействия U можно непосредственно найти из E_3D, то для режима притяжения это невозможно. Как показано на изображении №2, при наличии притяжения величина 〈E_com〉 выходит на плато (в пределах погрешности эксперимента). Поэтому ученые использовали приближение 〈E_com〉(c̃ < 0) ≃ E_3D(c̃ = 0). Энергия связи 〈E_b〉 определяется как E_3D − E_3D(c̃ = 0). Ученые применили это приближение для определения U в режиме притяжения. Потенциальная энергия измеряется путем регистрации пространственного распределения атомного облака. Использовалось короткое время TOF (1.5 мс) без одномерного расширения, чтобы снизить оптическую плотность перед регистрацией изображения. Потенциальная энергия на одну частицу составляет E_V = (1/2)mω_z²〈z²〉, где 〈z²〉 — среднеквадратичный размер облака в продольном направлении.

Изображение №4

Выше представлена зависимость параметра контакта от взаимодействия. Этот параметр определен на основе измеренных величин U и E_V с использованием уравнения №2 (вставка на изображении выше). В области отталкивания параметр контакта Тана уменьшается по мере снижения c̃. При переходе в режим притяжения параметр контакта Тана резко возрастает. В области притяжения он оказывается почти в шесть раз выше при той же величине взаимодействия |c̃| = 1 мкм⁻¹. Ученые связывают это с наличием струн Бете, которые увеличивают коррелированную плотность G₂. Их влияние усиливается по мере того, как они становятся более компактными при росте взаимодействия. Предсказания GHD качественно описывают экспериментальные данные, демонстрируя очень хорошее согласие в области отталкивания. В области c̃ < 0 расхождение объясняется эффектами конечного размера системы, поскольку теория предсказывает существенный вклад струн Бете, размер которых превышает среднее число частиц в трубках. Дополнительные расхождения обусловлены потерей атомов в ходе эксперимента: в процессе изменения параметров при наиболее сильном притягательном взаимодействии теряется около 20% атомов. Полученные данные могут служить эталоном для проверки других теоретических методов расчета параметра контакта Тана в одномерных системах.

Для более детального ознакомления с нюансами исследования рекомендую заглянуть в доклад ученых и дополнительные материалы к нему.

Эпилог

В рассмотренном нами сегодня труде ученым удалось создать и наблюдать за необычными состояниями, известными как струны Бете. Они были названы в честь физика Ханса Бете, впервые описавшего их еще в 1931 году.

Ученые использовали одномерные бозе-газы с притяжением для реализации новых неравновесных состояний квантовой материи, характеризующихся плотным перемешиванием струн Бете. В своем эксперименте приближенная интегрируемость стабилизирует эти связанные состояния и предотвращает быстрый коллапс, обычно свойственный бозонам с притяжением. Ученые экспериментально охарактеризовали данные связанные состояния путем измерения энергии связи, параметра контакта Тана и распределения по импульсам после одномерного расширения. Полученные результаты согласуются с предсказаниями GHD, демонстрируя ее применимость за пределами ранее изученных режимов отталкивания и режима sTG.

Полученные данные показывают, что наличие струн Бете (в чем-то схожих с эффектами физики Ефимова) в коррелированных газах существенно расширяет спектр возможных неравновесных состояний вблизи режима интегрируемости. Поскольку струны Бете демонстрируют высокую устойчивость к нарушению интегрируемости, они могут изменять транспортные свойства, приводить к возникновению новых интересных претермальных фаз, а также влиять на гидродинамику и процессы термализации в квазиинтегрируемых системах.

Как отмечают ученые, в дальнейшем представляло бы интерес изучить роль этих струн в формировании универсальности класса КПЗ (Кардара — Паризи — Чжана). Перспективными направлениями для будущих исследований также являются изучение поведения струн Бете при размерном кроссовере и их связи с эффектами физики Ефимова.

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?