Современные проблемы физики / PhysicalReviewpdf / Gershenzon-4

S U M M A R Y

Излагаются результаты исследования атомов в таких условиях, когда в полной мере проявляются квантовые особенности их спектров в отсутствие внешних воздействий.

This article presents results on the research of atoms under conditions when the quantum peculiarities of the atomic spectra in the absence of external influences are predominantly revealed.

© Гершензон Е.М., 1995

ИССЛЕДОВАНИЕ ОДИНОЧНЫХ АТОМОВ

Е.М.ГЕРШЕНЗОН

Московский педагогический государственный университет

ВВЕДЕНИЕ

Стодесятьлетназад, в1885 году, И.Я.Бальмерположилначалоатомнойспектроскопии. Сведения остроении атомов — модель Резерфор- да—Бора и квантово-механическая интерпретация его устройства — сложились окончательно в 20-х годах нашего столетия, однако исследования атомов проводят и теперь. Выяснен ряд важных деталей их спектров излучения и поглощения, особенностей заполнения электронных слоев, возбужденных состояний, взаимодействия атомов, воздействия на них электрического и магнитного полей и другое. Проведение таких измеренийсталовозможнымблагодаряразвитиютеорииитехникиэксперимента, в частности — увеличению чувствительности и разрешающейспособностиспектральныхприборовразличныхдиапазоновэлектромагнитных волн. Особую роль сыграло создание и усовершенствование лазеров, позволяющих установить тонкую структуру спектральных линий, причины их уширения, определить времена жизни электронов атомов в различных состояниях, изучать многофотонные и нелинейные процессы. Спектроскопияисейчасявляетсяосновнымсредствомизучения атомов, но, как будет видно из дальнейшего изложения, оптическими диапазонами электромагнитных волн уже не ограничиваются.

Термин“одиночныйатом” можнопониматьдвояко. Во-первых, это действительное наблюдение одиночных частиц. Таков теоретический предел чувствительности определения свойств вещества. Во-вторых, это наблюдение пусть и множества атомов, но настолько слабо взаимодействующих между собой и с другими объектами, что они ведут себя как изолированные от воздействий одиночные атомы. Именно о второй возможности, в основном, и будет идти речь, но для начала, тем не менее, остановимся на первой.

Как известно, атом имеет размер ≥ 10-10 м = 0,1 нм. Это соответствует разрешению современных электронных микроскопов. Но детальное изучение атомов позволяет провести лазерная спектроскопия, основанная на применении монохроматических оптических ге- нераторов-лазеров.

Один из самых впечатляющих примеров — фотоионизационный метод [1], в котором последовательное поглощение атомом двух (или нескольких) резонансных фотонов из двухили многочастотного лазерного луча приводит к фотоионизации атома и появлению пары заряженныхчастиц— фотоионаифотоэлектрона, которыелегкорегистрируются, например, электронным умножителем. Эффективность такого способа связана с тем, что в процессе эксперимента в конечном итоге наблюдают заряженные частицы вместо изучаемых обычными оптическимисредстваминейтральныхатомов, арегистрациязаряженных частиц всегда намного проще и метод оказался чувствительнее.

Рис. 1 иллюстрирует сказанное. Здесь первый из лазеров освещает атомы А на частоте излучения ν1, соответствующей поглощению, в результате которого атом переходит в возбужденное состояние, а вто-

Соросовский Образовательный Журнал, №1, 1995

Рис.1. Двухфотонная фотоионизация атомов с помощью лазеров.

рой вызывает его фотоионизацию и, тем самым, появление пары регистрируемых заряженных частиц.

С помощью этого способа детектируют только возбужденные первым лазером атомы на фоне невозбужденных. Их ионизация осуществляется дополнительным лазерным импульсом с энергией фотонов, которая достаточна, чтобы ионизовать возбужденные атомы, но мала для ионизации невозбужденных атомов. Если интенсивности возбуждающего и ионизирующего лазерных импульсов высоки, то такую двуступенчатую селективную фотоионизацию можно осуществлять за 10-7—10-9 сек со 100%-ной вероятностью. Образующийся “фотоион” регистрируется также со 100%-ной эффективностью. Естественно, что в случае необходимостиможноприменитьтрехступенчатуюсхемуфотоионизации и другие методы.

Отметим, однако, что в рассмотренном методе мы имеем дело хоть и с “одиночным” атомом, но подвергающимся, как правило, существенным внешним воздействиям. Рассмотрим другую ранее упомянутую возможность — изучение совокупности атомов, которые ведут себя как изолированные. Приведем два достаточноэкзотичныхипарадоксальныхпримераизсовершенно различных разделов физики.

1. ГИГАНТСКИЕ АТОМЫ В КОСМОСЕ [2]

Простейшим является атом водорода Н, состоящий из одного протона и одного электрона. Поэтому выяснение его особенностей представляет особый интерес.

Линейныеразмерыатомовводородавобычных, земных условиях составляют порядка 10-10 м и растут при переходе электрона в возбужденные состояния пропорционально квадрату главного квантового числа n:

а энергия ионизации атома в соответствующих состояниях уменьшается пропорционально n2:

До каких значений n может существовать атом и, тем самым, каковы могут быть его максимальные размеры и сколь малые кванты энергии могут испускаться или поглощаться при переходах электронов между высокими возбужденными состояниями?

Никаких запретов принципиального характера здесь нет — в силу принципа соответствия должен наблю-

даться плавный переход от линейчатого к сплошному спектру электрона — от дискретных уровней и порций энергии при переходах между различными энергетическими состояниями к непрерывному (континууму).

Иначе говоря, возможен переход электрона на все более высокие уровни, вплоть до отрыва электрона от ядра — ионизации атома, в результате чего атом превращается из нейтральной частицы в положительно заряженный ион. Так же возможен, как и обратный процесс— захватиономсвободногоэлектрона(егорекомбинация) на любой уровень со сколь угодно большим квантовым числом n.

Но есть ряд причин, ограничивающих возможность существования сколь угодно высоких возбужденных состояний атома и их наблюдения. Перечислим важнейшие из них.

Первая заключается в том, что неверно представление о бесконечной узости любого энергетического уровня атома, а значит, о бесконечно малой ширине линий излучения или поглощения при переходах электрона с одного уровня на другой. В силу соотношения неопределенностей Гейзенбергакаждыйуровеньобладает шириной ∆Е ≈ h/τ, τ — время жизни атома в соответствующем состоянии. В обычных условиях времена жизни электронов в высоких возбужденных состояниях атомов очень малы (≈ 10-11 с и короче), что приводит к значительной естественной ширине линий и, кстати, резкому падению интенсивности наблюдаемых переходов между уровнями со значительными n.

Время жизни атомов в тех или иных состояниях ограничивается воздействием на них излучений, столкновений атомов между собой и другими частицами. Чем плотнее газ, чем выше в нем давление, температура, тем меньше время жизни и больше уширение линий.

Второе ограничение связано с движением атома как целого — из-за разброса по скоростям атомов ∆v, например — в исследуемом газе, возникают различные смещения частоты регистрируемых линий поглощения или излучения (эффект Доплера); это уширение линийтембольше, чемвышетемпература, определяющая тепловую скорость хаотического движения атомов: ∆ν/ν ~ ∆v/c, где с — скорость света.

В сильно разреженном газе становится существенным, что возбужденные атомы, вернее, их заряженные компоненты, взаимодействуют с оказавшимися вблизи заряженными частицами. При этом энергетические уровни атомов расщепляются (эффект Штарка), и при хаотическом движении атомов тоже возникает уширение линий. Важно, что штарковское уширение должно увеличиваться с ростом n, так как возрастает вероятность прохождения заряженных частиц рядом с увеличившимся в размерах атомом.

Отсюда ясно, что наблюдение спектральных линий

Рис.3. Спектрограммырядалинийизлученияводородаиуглерода.

по ее орбите: это однозначно доказало космическое происхождение обнаруженных линий. Исследования продолжались на все более длинных волнах и привели к ошеломляющему результату — на декаметровых волнах были обнаружены линии углерода С вплоть до λ = 18 м, что соответствует переходу 733 → 732. На рис.2 приведены более подробные данные измерений, схемы переходов и годы их наблюдения. На рис.3 изображены спектрограммы ряда наблюдавшихся линий для водорода и углерода. По оси абсцисс отложена частота, пересчитанная в лучевую скорость источника излучения по формуле v = c∆ν/ν, где ν — расчетная частота линии, ∆ν — смещение частоты, с — скорость света. По оси ординат дана интенсивность в относительных единицах. Спектрограммы соответствуют переходам (сверху вниз) 91 → 90, 57 → 56 (водорода), 733 →732, 632 →631 (углерода), указаннымнарис. 2. Видно, что для водорода характерно наличие излучательных переходов, в то время как у углерода измерены линии поглощения.

Чем же объясняется, что оказалось возможным наблюдение линий с n >> 100 и наличие спектров поглощения углерода, атомов которого в межзвездной среде значительно меньше, чем водорода?

Анализ показал, что при взаимодействии высоковозбужденных атомов с заряженными частицами (а это в условиях выполненных экспериментов — основная причина уширения линий) происходит своеобразная компенсации эффекта Штарка: соседние очень близкие междусобойуровнивозмущаютсяэлектрическимвзаимодействием с частицами почти одинаково. Поэтому, хотя уровни смещаются, разность энергий между сдвинутыми уровнями изменяется на несколько порядков меньше, чем положение самих уровней. Кроме того, при наблюдении объектов с неоднородной концентрацией частиц, какими являются туманности (их сердцевина, ядротуманности, являетсяболееплотной), наразных частотах мы на самом деле зондируем различные области этого источника: для излучения, обусловленного переходами между соседними уровнями со все более высокими n, то есть на низких частотах, ядро туманности становится все менее прозрачным и принимаемые линии формируются в основном в оболочке туманности, где плотность существенно ниже и оказывается недостаточной для проявления штарковского уширения.

Ответ на вопрос, почему при наиболее высоких n обнаруживаются именно линии атомов углерода, а не наиболее распространенного в космическом пространстве водорода, оказался парадоксальным. Результат объясняется именно тем, что углерода существенно меньше. Энергия ионизации водорода 13,6 эВ, а для внешнего электрона атома углерода — 11,2 эВ. Поэтому в областях, далеких от горячих звезд, ионизирующих водород своим ультрафиолетовым излучением, свободных электронов очень мало, и водород оказывается практически весь нейтральным. Ионов же углерода, наиболее обильного изэлементов с меньшей энергией ионизации, чем у атомов водорода, хотя и мало по абсолютной величине, но достаточно для проявления линий, возникающих при их рекомбинации с электронами в процессе каскадных переходов, ее сопровождающих. В результате в таких холодных областях при наиболее высоких значениях главного квантового числа n должны наблюдаться действительно линии углерода, причем именно в поглощении: высоковозбужденные слои отбирают энергию радиоизлучения источника в резонансных рекомбинационных линиях, как это всегда бывает, когда сквозь более холодный газ распространяется излучение от более горячего источника. К числу таких областей холодного газа относится, в частности, и область, сквозь которую проходит к Земле радиоизлучение интенсивного источника Кассиопея А, для которого и приведены данные на рис. 3.

Такимобразом, врезультатепроведенныхисследований было установлено, что в условиях Галактики атом как квантовая система может существовать вплоть до уровней возбуждения, соответствующих главному квантовомучислуn ~ 1000, когдаеголинейныеразмеры должны быть порядка 0,1 мм (ведь они пропорциональны n2), то есть в миллион раз больше, чем у обычного атома! Это можно проиллюстрировать таким образом: размеры атома в основном состоянии с n = 1 и в высоковозбужденном с n = 1000 относятся так, как, например, диаметры горошины и Садового кольца в Москве.

Легко вычислить и минимальный наблюдаемый в этих радиоастрономических экспериментах квант энергии при переходах между высокими возбужденными состояниями: при λ = 18 м

E = hν = hc/λ ≈ 1·10-19 эрг.

Так методами космической радиоспектроскопии была решена сформулированная выше важная и увлекательная задача. Онапредставляет нетолькосамостоятельный интерес, но и прекрасно отражает одну из самых характерных особенностей современной физики: целый ряд проблем микромира оказывается возможным решить только путем изучения явлений в мегамире, когда Космос представляет нам эксперимен-

тальные возможности, не реализуемые в условиях земных лабораторий.

2.ИЗОЛИРОВАННЫЕ ВОДОРОДОПОДОБНЫЕ ПРИМЕСНЫЕ АТОМЫ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ [4,5]

Другим примером современного исследования атомов, когдаониоказываютсяимеющимивполнеощутимые макроскопические размеры, является, как это ни парадоксально, их изучение в определенных условиях в конденсированном состоянии вещества, например, в полупроводнике при низких температурах.

В полупроводниках, таких, скажем, как германий (Ge), элемент IV группы таблицы Менделеева, электрически активными донорными примесями являются атомы элементов V группы, например — сурьма (Sb). У атома Sb пять электронов во внешней оболочке, из которых, подобно всем валентным электронам атомов Ge, участвуют в ковалентных связях с соседними атомами только четыре. Один электрон оказывается “лишним” и атом сурьмы, заместивший в кристаллической решетке атом Ge, ведет себя как водородоподобный атом — его единственный слабо взаимодействующий с соседними атомами Ge электрон связан кулоновской силой с “центральной ячейкой”, состоящей из ядра и всех остальных электронов атома Sb, и имеющей, тем самым, результирующий заряд +е, как у атома водорода. Энергия ионизации этого электрона в таком водородоподобном атоме существенно меньше, чем у обычного атома водорода и составляет ≈ 10 мэВ вместо привычных 13,6 эВ. Следовательно, радиус его орбиты даже в основном состоянии при значении главного квантового числа n = 1 значительно больше не только размеров атома водорода, но и атомов кристаллической решетки германия, у которых энергия связи составляет ≈ 0,72 эВ. Это позволяет в большинстве случаев не считаться ни с конкретным устройством центральной ячейки примесного атома, ни с детальным строением среды, в которой он находится. Принято считать, что роль кристалла Ge сводится к тому, что примесный водородоподобный атом Sb погружен в диэлектрическую среду с относительной диэлектрической постоянной ε = 16, а его электрон имеет вместо обычной эффективную массу m* ≈ 0,1mе. Тогда для атома Sb в Ge можно писать все привычные формулы для атома водорода, и, в частности, силу кулоновского взаимодействия с “ядром” как

F = e2/εr2,

энергию ионизации как

100

E, ÌýÂ

Рис.4. УчастокспектрафотопроводимостиGe:Sb приТ= 7 K.

Радиус электрона такого атома

Подставив в (4)—(5) приведенные данные, легко убедиться, что если бы удалось реализовать условия, когда осуществляются переходы даже при n ≈ 10, энергия квантов должна составлять ≈ 100 мкэВ, а радиус атома r ≈ 10-10 · 160 · 100 ≈ 10-6 м — сотые доли миллиметра. Темсамым, призначительноменьшихзначениях главного квантового числа, чем для атомов в свободном пространстве, энергия переходов электрона между возбужденнымисостоянияминачинаетсоответствоватьрадиочастотам— длинамволнмиллиметровогоисубмиллиметрового диапазонов волн, а предельные размеры атомов хотя и не столь большими, но вполне макроскопическими. За счет появления в (4) множителя m*/ε2 и в

(5) множителя ε/m* такие водородоподобные атомы примеси в полупроводнике эквивалентны обычным атомамводородавсвободномпространствеприn ≥100.

На первый взгляд кажется, что перечисленные выше причины уширения линий исключают реализацию обсуждаемых переходов в примесных атомах. Однако оказывается, что это не так. В 70-х годах было доказано их существование.

Во-первых, самих примесных атомов при современной совершенной технологии производства и очистки полупроводников может быть чрезвычайно мало. Так, для Ge при концентрации его атомов ~ 1023 см-3 может быть достигнута минимальная концентрация атомов Sb ≈ 1010 см-3, то есть на тринадцать порядков меньшая — один атом Sb приходится на 1013 атомов кристаллической решетки. Поэтому даже для очень высоких значений n взаимодействие между самими примесными атомами полностью исключается — они оказываются “далеко” друг от друга. Воздействие тепловых колебаний кристаллической решетки на возбужденный примесный атом может быть ослаблено понижением температуры до близкой к температуре

жидкого гелия (Ткипения = 4,2 К при атмосферном давлении), который в таких экспериментах и использует-

ся для охлаждения полупроводникового образца. Кроме того, при столь низких температурах, когда энергия тепловыхколебаниймногоменьшеэнергииионизации любых атомов (kT < ESb << EGe), все атомы нейтраль-

3p0

2s

4,75 2p0

1s

10

E, ÌýÂ

Рис.5. Энергетическая диаграмма спектра Sb в Ge. Слева — расчет, в центре — идентифицированные переходы, справа

— обозначения уровней, полученных экспериментально.

ны, свободных электронов нет вообще, а подлежащие наблюдению атомы Sb “закреплены” в решетке кристалла (скорость их теплового движения вокруг положения равновесия, как и у атомов Ge, достаточно мала), поэтомунепроявляетсяништарковское, нидоплеровское уширение линий.

Во-вторых, в таких лабораторных опытах может быть использован значительно более чувствительный, чем в первом примере, способ индикации атомов. Он основан на том, что на исследуемый образец воздействуют монохроматическим излучением с частотами ν ≈ 1012—1013 Гц (миллиметровый и субмиллиметровый диапазон волн, освоенный как высокочастотными радиотехническими устройствами, так и лазерами), кванты которых соответствуют подлежащим излучению переходам. Поглощая квант энергии, электрон из одного возбужденного состояния переходит в другое, более высокое, а затем ионизуется за счет взаимодействия с тепловыми колебаниями решетки. Такой процесс называется фототермической ионизацией. От обычного внутреннего фотоэффекта он отличается тем, что для последнего характерна нерезонансная фотопроводимость, имеющая красную границу в спектре, обязанную существованию минимальной энергии квантов, еще способных вызвать ионизацию атома. Здесь же спектр оказывается линейчатым — каскадный процесс ионизации приводит к фотопроводимости образца за счет свободных электронов в полупроводнике, которые образовались благодаря тому, что фотоны излучения монохроматического генератора на первом этапе процесса ионизации переводят возбужденные атомы примеси в достаточно высокие для тер-

мической ионизации состояния. Тут возникает определенное противоречие — температура не должна быть слишком низкой, чтобы с конечной вероятностью второй этап ионизации — термический — все-таки произошел, но линии не были существенно уширены взаимодействием исследуемых атомов с тепловыми колебаниями решетки. Для Ge такой оптимальной температурой является Т ≈ 7—8 К. Индикация ведется либо по поглощению излучения образцом, либо — что дает существенно более чувствительный способ — просто по измерению проводимости образца.

Регистрация спектров фототермической ионизации примесных атомов в полупроводнике очень похожа на описанный в начале лекции фотоионизационный метод, применяемый в оптике. Там используется двухступенчатый процесс с участием двух фотонов разных энергий (частот), первый из которых приводит к резонансному возбуждению атома, а второй — к ионизации, и, тем самым, кпоявлению заряженных регистрируемых частиц. Здесь также используется двухступенчатая ионизация: сперва резонансным фотоном, а затем — тепловыми колебаниями решетки (фононами), приводящими к термическому выбросу электрона возбужденного атома в зону проводимости.

На рис.4 представлен участок спектра для Ge : Sb при Т = 7 К, снятый таким методом при перестройке частоты радиочастотного генератора, на рис. 5 схема наблюдаемых переходов. На первом из рисунков по оси абсцисс отложена энергия квантов в миллиэлектронвольтах, а по оси ординат — относительное изменение проводимости образца; на втором экспериментально определенные значения энергии переходов сопоставляются с теорией.

Уступая радиоастрономическим измерениям по реализации очень высоких возбужденных состояний, такие эксперименты обладают, тем не менее, рядом преимуществ. Здесь условия наблюдения атомов не заданы космическими обстоятельствами, а варьируются в зависимости от цели эксперимента: заселенность возбужденных состояний может меняться в широких пределахдополнительнойподсветкойобразца, например— излучением инфракрасного диапазона (λ ≈ 10 мкм) от теплой части криостата, в котором находится исследуемый кристалл, можно непосредственно измерить время жизни электронов в возбужденных состояниях (около 10-9 с и короче), легко осуществить воздействие на атомы внешними электрическими и магнитными полями и т.п. При этом, в частности, можно реализовать ситуацию, обратную обсуждавшейся ранее: лабораторные опыты могут моделировать процессы, существующие только в космических условиях. Так, известно, что для ряда звезд присуще наличие сильного магнитного поля, напряженность которого достигает миллиардов эрстед. Оно кардинально изменяет спект-

Рис.6. Зависимость энергии уровней доноров в GaAs от магнитного поля (значки) (сплошные линии — расчет для атома водорода).

ры атомов. В то же время в обычных условиях на Земле такие магнитные поля недостижимы даже в импульсном режиме. Рассмотренная возможность изучения примесных водородоподобных атомов, размеры которых существенно увеличены по сравнению с обычными атомами водорода в свободном пространстве, а энергии связи — уменьшены (см. формулы (4), (5)), позволяет в легко достижимых с помощью сверхпроводящих соленоидов магнитных полей с напряженностью Н ~ 100 кЭ реализовать эффективные, такие же по воздействию на атомы, магнитные поля, эквивалентные существующим в звездах. Особенно для этогоудобеннеGe, кристаллкоторогоимеетанизотропию зоны проводимости, наличие которой мы до сих пор для простоты игнорировали, а такие полупроводникисизотропнойзоной, какарсенидгаллия(n - GaAs)

иантимонид индия (n - InSb); для последнего характерно наличие очень малой эффективной массы элект-

ронов (m* = 0,013me, то есть в 10 раз меньшей, чем у Ge), что еще на порядок уменьшает масштаб энергий

иувеличивает размеры атомов, делая воздействие магнитного поля особенно сильным.

Рис. 6 и 7 иллюстрируют возможности метода. На первом из них приведен энергетический спектр водородоподобных примесных атомов для n-GaAs в зависимости от напряженности магнитного поля, снижающего за счет эффекта Зеемана вырождение уровней и приводящего к их расщеплению на компоненты. Высокое разрешение спектров позволяет проводить измерение эффекта Зеемана от очень слабого магнитного поля (Н ~ 100 Э) до сверхсильного. Точки — измеренные значения, сплошные линии — расчет для атомов водорода. На рис. 7 приведена трансформация спектра

Рис.7. Энергетический спектр водородоподобного атома в магнитном поле в безразмерных единицах энергии (E/Ry) и поля (γ). Сплошные линии — расчет спектра атома водоро-

да. Штриховая линия — нерассчитанный уровень 4f-3.

для нескольких переходов в магнитном поле в безразмерных единицах энергии. Экспериментальные точки в левой части рисунка относятся к донорам в GaAs, справа — к InSb. Сплошные линии — снова расчет для атомов водорода. На оси абсцисс рис. 6 сверху указаны значения Н, соответствующие свободному атому водорода, на рис. 7 ему соответствует нижняя шкала. Видно, что проведены измерения атомов в магнитных полях, эквивалентных гигаэрстедному диапазону для атомов водорода, то есть в полном смысле слова в “звездных” условиях.

Естественно, что приведенные примеры современных исследований атомов кроме обсужденных проблем важны и с других позиций. В первом случае с их помощью получен ряд астрофизических данных, во втором — результатов по физике полупроводников.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Взаключениехотелосьбыостановитьсяещенаодном примере исследований одиночных, но уже “рукотворных” атомов. Мы настолько хорошо изучили атом, что можно поставить задачу его моделирования, не только математического, но и экспериментального. Такую возможностьоткрылиуспехитехнологии: онапозволяетсоздавать островки металла в полупроводнике размером в сотни ангстрем, где электроны проявляют удивительные особенности[6]. Такиеструктуры, включенныепоследовательно с туннельными переходами (тонкими слоями изолятора), являются искусственными атомами, чей эффективный ядерный заряд можно менять посредством изменения напряжения на электродах. Подобно обычным атомам, эти малые электронные системы содержат дискретноечислоэлектроновиимеютдискретныйэнергетический спектр. Искусственные атомы, тем не менее, наделены уникальной особенностью: ток через такой “атом” или емкость между его электродами может изменяться на много порядков величины при изменении его заряда только на один электрон. Устройство, использующееэтотэффект, частоназываютодноэлектроннымтранзистором. Рис. 8 иллюстрирует два способа реализации такихискусственныхатомовсприменениемэлектроннолучевой и рентгеновской литографии.

Один из путей изготовления таких атомов (рис. 8, слева) — использовать границы раздела материалов,

Рис.8. Два способа реализации искусственных атомов.

например — окружить частицу металла диэлектриком; частица отделена от подводящих контактов тонким слоем изолятора, через который электроны по одному могут туннелировать от “истока” к “стоку” подобно тому, как это происходит в обычном полевом транзисторе (только там, конечно, электронов много). Вся структура располагается на общем электроде, называемом затвором. Справа показана структура, подобная описанному металлическому атому, но в ней реализуется другой принцип — пространственное ограничение достигается электрическим полем в полупроводнике — арсениде галлия (GaAs). Она, как и предыдущая, имеет металлический затвор в основании с изолятором на нем, в качестве которого выступает диэлектрический AlGaAs. Приприложенииположительногонапряжения к затвору электроны собираются в слое GaAs над AlGaAs и из-за сильного электрического поля на тонкой границе их раздела энергия движения электронов в перпендикулярном границе раздела направлении квантуется. Принизкихтемпературахэлектронымогутдвигаться только параллельно границе, и при нанесения пары электродов на поверхности GaAs структура превращается в искусственный атом, где электроны сосредоточены в узком канале между электродами, а сужение, имеющееся в канале, отталкивает электроны и создает потенциальный барьер на концах канала. Распределение потенциала в таком устройстве показано на рис. 9. Для перехода от истока к стоку электрон должен протуннелироватьчерезбарьеры, высотукоторыхможно изменять напряжением на электродах.

Рис.9. Распределение потенциала в структуре рис.8 (справа).

Проводимость, отн. ед. 10–1

10–2

10–3

10–4

10–5

Рис.10.Зависимость тока через структуру рис.8 от напряжения между затвором и истоком.

На рис.10, в качестве примера, показана зависимость тока через такой атом с контролируемым барьером от напряжения между затвором и истоком, когда между истоком и стоком приложено малое напряжение, достаточное для измерения туннельной проводимости между ними. Проводимость имеет острые резонансы с периодом по напряжению, соответствующему добавлению одного электрона к ограниченным в “островке” электронам. При низкой температуре, когда энергия теплового движения мала, пик проводимости достигается каждый раз, когда напряжение увеличивается на е/с, значение, необходимое для добавления одного электрона к искусственному атому. Поэтому увеличение напряжения затвора искусственного атома аналогично продвижению по периодической таблице Д.И.Менделеева по мере увеличения ядерного заряда обычных атомов.

ЛИТЕРАТУРА

1.В.С.Летохов. Лазерная спектроскопия одиночных атомов и молекул. “Природа”, 1995, № 2, с.15—25.

2.Р.Л.Сороченко, А.Е.Саломонович. Гигантские атомы в космосе. “Природа”, 1987, № 11, с.82—94.

3.Е.М.Гершензон, Н.Н.Малов, А.Н.Мансуров. Курс общей физики. Оптика и атомная физика. М:. Просвещение, 1992.

4.Е.М.Гершензон. Спектральные и радиоспектроскопические исследования полупроводников на субмиллиметровыхволнах. “Успехифизическихнаук”, 1977, т. 122, вып.1, с.164—174.

5.Е.М.Гершензон, Г.Н.Гольцман. Субмиллиметровый эффект Зеемана на мелких примесных центрах в полупроводниках. “Известия Академии наук СССР.

Серия физическая” 1983, т. 47, № 12, с. 2350—2354.

6.М.А.Кастнер. Искусственные атомы. “Physics Today”, 1993, January, p. 24—31.