Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред
Теоретически и экспериментально изучается влияние однородного магнитного поля на электронные состояния, локализованные силами электростатического изображения над поверхностью эллипсоидальной диэлектрической наночастицы. Исследованы эффекты резонансного взаимодействия света с такими локальными электр...
Saved in:
| Published in: | Доповіді НАН України |
|---|---|
| Date: | 2012 |
| Main Authors: | , , |
| Format: | Article |
| Language: | Russian |
| Published: |
Видавничий дім "Академперіодика" НАН України
2012
|
| Subjects: | |
| Online Access: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/50002 |
| Tags: |
Add Tag
No Tags, Be the first to tag this record!
|
| Journal Title: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Cite this: | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред / С.И. Покутний, В.Л. Карбовский, А.П. Шпак // Доп. НАН України. — 2012. — № 6. — С. 75-83. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860038162744606720 |
|---|---|
| author | Покутний, С.И. Карбовский, В.Л. Шпак, А.П. |
| author_facet | Покутний, С.И. Карбовский, В.Л. Шпак, А.П. |
| citation_txt | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред / С.И. Покутний, В.Л. Карбовский, А.П. Шпак // Доп. НАН України. — 2012. — № 6. — С. 75-83. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Доповіді НАН України |
| description | Теоретически и экспериментально изучается влияние однородного магнитного поля на электронные состояния, локализованные силами электростатического изображения над поверхностью эллипсоидальной диэлектрической наночастицы. Исследованы эффекты резонансного взаимодействия света с такими локальными электронными состояниями как при наличии, так и в отсутствие однородного магнитного поля.
Теоретично та експериментально вивчається вплив однорідного магнітного поля на електронні стани, локалізовані силами електростатичного зображення над поверхнею еліпсоїдальної діелектричної наночастинки. Досліджено ефекти резонансної взаємодії світла з такими локальними електронними станами як у відсутності, так і при наявності однорідного магнітного поля.
The influence of a homogeneous magnetic field on the electron states localized above the surface of an ellipsoidal dielectric particle by the electrostatic image forces is studied experimentally and theoretically. The effects of the resonance interaction of light with such local electron states in the presence and in the absence of a homogeneous magnetic field are investigated.
|
| first_indexed | 2025-12-07T16:54:51Z |
| format | Article |
| fulltext |
УДК 535.34
© 2012
С.И. Покутний, В.Л. Карбовский,
академик НАН Украины А.П. Шпак
Электронные состояния, локализованные
над эллипсоидальной поверхностью раздела
диэлектрических сред
Теоретически и экспериментально изучается влияние однородного магнитного поля на
электронные состояния, локализованные силами электростатического изображения над
поверхностью эллипсоидальной диэлектрической наночастицы. Исследованы эффекты
резонансного взаимодействия света с такими локальними электронными состояниями
как при наличии, так и в отсутствие однородного магнитного поля.
Оптические [1], электрооптические и магнитооптические [2] свойства наноструктур, состоя-
щих из наночастиц с размерами a ≈ 1–102 нм, синтезированных в полупроводниковых,
диэлектрических и металлических матрицах, в настоящее время интенсивно исследуются.
Это вызвано тем, что такие наноструктуры являются новыми перспективными нанома-
териалами для создания новых элементов нанооптоэлектроники (в частности, в качестве
активной области инжекционных полупроводниковых нанолазеров [3], а также новых силь-
но поглощающих наноматериалов [4, 5]).
В настоящей работе теоретически и экспериментально исследуется влияние однородного
магнитного поля на электронные состояния, локализованные силами электростатического
изображения над поверхностью эллипсоидальной наночастицы золота, помещенной в ва-
куум. Впервые исследованы эффекты резонансного взаимодействия света с такими локаль-
ными электронными состояниями как в отсутствие, так и при наличии однородного маг-
нитного поля. Предложены новые оптический и магнито-оптический методы диагностики
наноструктур, позволяющие определять степень дисперсности наноструктур.
Локальные электронные состояния над эллипсоидальной поверхностью раз-
дела диэлектрических сред. В работах [6–13] использовалась простая модель квази-
нульмерной наносистемы, в которой анализировались условия локализации носителей за-
ряда в окресностях сферической диэлектрической (полупроводниковой или металлической)
наночастицы. Эта модель представляла собой нейтральную диэлектрическую сферическую
наночастицу радиусом a с диэлектрической проницаемостью ε2, окруженную средой с ди-
электрической проницаемостью ε1, и квазичастицу с зарядом e, движущуюся либо в среде
с ε1 с эффективной массой m1 вблизи поверхности раздела, либо с эффективной массой m2
внутри сферической наночастицы в среде с диэлектрической проницаемостью ε2. При этом
в [6–13] была решена в конечном аналитическом виде электростатическая задача о поле,
индуцируемом наночастицей радиусом a, и найдены аналитические выражения для энергии
поляризационного взаимодействия U(r, a) (где r — расстояние носителя заряда от центра
сферической наночастицы).
Поляризационное взаимодействие U(r, a) носителя заряда со сферической поверхностью
раздела (наночастица–среда) зависело от величины относительной диэлектрической прони-
цаемости (ε = ε1/ε2). Для носителей заряда, движущихся вблизи диэлектрической наночас-
тицы, существуют две возможности: 1) поляризационное взаимодействие U(r, a) приводит
ISSN 1025-6415 Доповiдi Нацiональної академiї наук України, 2012, №6 75
к притяжению носителя заряда к поверхности наночастицы (при ε < 1 — к внешней по-
верхности наночастицы, при ε > 1 — к внутренней) и образованию, соответственно, внеш-
них [6–9] и внутренних поверхносных состояний [6, 7, 10]; 2) при ε < 1 поляризационное
взаимодействие U(r, a) вызывает отталкивание носителя заряда от внутренней поверхности
диэлектрической наночастицы и возникновение в ее объеме объемных локальных состоя-
ний [6, 7, 11–13].
В [6–13], в частности, было показано, что с уменьшением a возникает размерный кван-
товый эффект, препятствующий локализации носителя заряда на достаточно малых ди-
электрических наночастицах. Наименьший критический радиус наночастицы, при котором
появлялось локальное состояние
ac & b(i) = 6|β|−1a
(i)
b , (1)
был близок к величине b(i) — среднему расстоянию носителя заряда, локализованного над
плоской поверхностью раздела в основном состоянии [6–13]. В формуле (1)
a
(i)
b =
εi~
2
mie2
— (2)
боровский радиус носителя заряда в среде с диэлектрической проницаемостью (i = 1, 2),
а параметр
β =
ε2 − ε1
ε2 + ε1
. (3)
Возможность использования выражения U(r, a), описывающего энергию поляризацион-
ного взаимодействия носителя заряда со сферической поверхностью раздела (наночастица–
среда), полученного в [6–13] в рамках макроскопической электростатики, может быть оправ-
дана, если возникающие в поле U(r, a) локальные электронные состояния будут иметь мак-
роскопический характер, для которых
a > b(i) ≫ a0 (4)
(где расстояние a0 имеет размер порядка межатомного [7, 8]).
Рассмотрим простую квазинульмерную наносистему: нейтральную диэлектрическую эл-
липсоидальную наночастицу (с полуосями a1 < a2 < a3) с диэлектрической проницае-
мостью ε2, окруженную средой с диэлектрической проницаемостью ε1, и электрон (с заря-
дом e), движущийся в среде с ε1, с эффективной массой me вблизи поверхности раздела
(наночастица–среда) (см. рис. 1). Для простоты рассмотрим здесь без потери общности слу-
чай, когда диэлектрические проницаемости граничащих сред сильно отличаются друг от
друга (т. е. ε1 ≪ ε2). Как показано в [6–13], при произвольных ε1 < ε2 функциональный вид
энергии поляризационного взаимодействия U(r, a), обеспечивающего притяжение носителя
заряда к внешней поверхности наночастицы, слабо зависит от относительной диэлектри-
ческой проницаемости ε, которая влияет лишь на величину b(1)e (1).
Будем также считать, что на поверхности диэлектрической наночастицы имеется высо-
кий потенциальный барьер V → ∞, препятствующий проникновению носителя заряда
в объем наночастицы. Как показывают расчеты [14], изменение в широких пределах па-
раметров такого барьера слабо влияет на энергию связи локального состояния носителя
заряда.
76 ISSN 1025-6415 Reports of the National Academy of Sciences of Ukraine, 2012, №6
Рис. 1. Схематическое изображение эллипсоидальной наночастицы (с полуосями a1, a2, a3) с диэлектриче-
ской проницаемостью ε2, помещенной в среду с диэлектрической проницаемостью ε1
Ограничимся случаем, когда электрон локализован силами электростатического изобра-
жения на малых расстояниях от поверхности раздела (т. е. z̄ = b(1)e — среднее расстояние до
поверхности раздела, существенно меньше характерного радиуса R0 кривизны поверхности
наночастицы):
ξ =
z̄
R0
≪ 1, R0 ∼ R1(rs), R2(rs) (5)
где Ri(rs) — главные радиусы кривизны в точке поверхности rs эллипсоидальной наночас-
тицы. При выполнении условия (4) энергия поляризационного взаимодействия электрона,
движущегося над внешней эллипсоидальной поверхностью наночастицы, в основном при-
ближении, принимает такой вид [1–5]:
U0(z) = −
βe2
4z
. (6)
Формула (5) описывает потенциальную энергию сил электростатического изображе-
ния электрона, локализованного над плоской поверхностью раздела двух диэлектрических
сред [14].
Поскольку U0(z) (5) не зависит от положения точки rs на поверхности наночастицы,
то в [15] была получена поправка (с точностью до членов ∼ξ) на кривизну поверхности
наночастицы
U1(z, rs) = (βε1)e
2H(rs) ln |zH(rs)| (7)
к U0(z) (5). В (6) величина
H(rs) =
1
2
[R−1
1 (rs) +R−1
2 (rs)] (8)
является средней кривизной поверхности наночастицы в точке (rs). Поправка U1(z, rs) (6)
является основным членом, определяющим движение электрона вдоль поверхности нано-
частицы.
ISSN 1025-6415 Доповiдi Нацiональної академiї наук України, 2012, №6 77
Запишем уравнение Шредингера, описывающее движение электрона над внешней эллип-
соидальной поверхностью наночастицы, в таком виде:
−
~
2
2me
∆Ψ(r) + [U0(z) + U1(z, rs)]Ψ(r) = EΨ(r). (9)
При выполнении условия (4) в уравнении Шредингера (9) можно разделить движение
электрона — на движение, перпендикулярное к поверхности наночастицы, и на движение
вдоль поверхности наночастицы. Тогда волновую функцию электрона Ψ(r) и его энергети-
ческий спектр E запишем
Ψ(r) = χ0(z)Ψ(rs), (10)
E = E0 + Es. (11)
В качестве волновой функции χ0(z), описывающей движение электрона, перпендику-
лярное к поверхности наночастицы, возьмем волновую функцию кулоновского вида [6–8],
которая характеризует основное состояние электрона, локализованного над плоской поверх-
ностью раздела двух диэлектрических сред. При этом энергетический спектр основного
состояния электрона описывается кулоновским спектром [6–8]:
E0 = −
Rye
16
; Rye =
18~2
me(b
(1)
e )2
. (12)
Будем полагать искривления поверхности наночастицы достаточно плавными, так что
b(1)e ≪ R0 ⋍ (a1, a2, a3). (13)
Усредняя уравнение Шредингера (9) по z, с учетом явного вида функции χ0(z), получим
в основном приближении [15]:
−
~
2
2me
∆2Ψ(rs) + U(rs)Ψ(rs) = EsΨ,
U(rs) =
β
ε1
e2H(rs) ln |z̄H(rs)|,
(14)
где ∆2(rs) — двумерный оператор Лапласса на поверхности; Es — энергия электрона, дви-
жущегося вдоль поверхности наночастицы.
Уравнение Шредингера (14) описывает движение квазидвумерного электрона в поле
сил электростатического изображения над внешней эллипсоидальной поверхностью нано-
частицы. Его решением является энергетический спектр электрона, который описывается
энергетическим спектром анизотропного двумерного осциллятора:
E(n1,n2)
s = ~ω1
(
n1 +
1
2
)
+ ~ω2
(
n2 +
1
2
)
, (15)
где главные квантовые числа n1 = 0, 1, 2, . . . и n2 = 0, 1, 2, . . . . В формуле (15) частоты ω1
и ω2 определяются такими выражениями:
ω1 =
∣
∣
∣
∣
s1
s22s
2
3
(
1−
s21
s23
)(
1 + 3
s22
s23
)
ln
[
s1
2
(
1
s23
+
1
s22
]
3−1/26−1
(
Rye
~
)∣
∣
∣
∣
,
ω2 =
∣
∣
∣
∣
s2
s23s
2
1
(
1−
s22
s23
)(
1 + 3
s21
s23
)
ln
[
s2
2
(
1
s23
+
1
s21
]
3−1/26−1
(
Rye
~
)∣
∣
∣
∣
,
(16)
78 ISSN 1025-6415 Reports of the National Academy of Sciences of Ukraine, 2012, №6
где s1 = (a1/b
(1)
e ), s2 = (a2/b
(1)
e ), s3 = (a3/b
(1)
e ). Отношение (ω1/ω2) характеризует степень
анизотропии поля сил электростатического изображения.
Следует отметить, что электрон локализуется вблизи полюса наибольшей кривизны эл-
липсоидальной наночастицы (т. е. вблизи оси 3 ) (см. рис. 1).
Локальные электронные состояния в магнитном поле. Однородное магнитное
поле напряженностью H направим по нормали к эллипсоидальной поверхности наночасти-
цы в точке rs. Повернем систему локальных координат в точке rs таким образом, чтобы
векторный потенциал, выбранный в обычной форме A(−Hy, 0, 0) в области локализации
электрона, удовлетворял калибровочному условию An = 0 (где n(rs) — нормаль к поверх-
ности наночастицы в точке rs) с точностью до членов
li
R0
≪ 1. (17)
В неравенстве (17) li (i = 1, 2) определяются такими выражениями:
li =
(
~
2
megi
)1/4
, gi = meω
2
i . (18)
В [15] с точностью до членов порядка (17) для волновой функции Ψ(rs) электрона по-
лучено уравнение
~
2
2me
[(
i
∂
∂x
−
y
l2
H
)2
−
∂2
∂y2
]
Ψ+
1
2
(g1x
2 + g2y
2)Ψ = EΨ, (19)
описывающее анизотропный двумерный осциллятор в однородном магнитном поле напря-
женностью H. В (19) величина
l2
H
=
(
c~
eH
)1/2
(20)
является характерным размером области локализации электрона (в основном состоянии)
в однородном магнитном поле напряженностью H (где c — скорость света в вакууме). Урав-
нение (19) было решено в [15] путем перехода к фурье-представлению по x с последующей
диагонализацией динамической матрицы. Полученные в [15] частоты
Ω1,2 =
1
2
[(ω1 + ω2)
2 + ω2
c ]
1/2 ± [(ω1 − ω2)
2 + ω2
c ]
1/2 (21)
определяют энергетический спектр электрона
Em1,m2
= ~Ω1
(
m1 +
1
2
)
+ ~Ω2
(
m2 +
1
2
)
(22)
(где m1 = 0, 1, 2, . . . и m2 = 0, 1, 2, . . . — магнитные квантовые числа), а циклотронная
частота ωc определяется таким выражением:
ωc =
eH
mec
. (23)
ISSN 1025-6415 Доповiдi Нацiональної академiї наук України, 2012, №6 79
Таким образом, энергетический спектр поперечного движения электрона (в плоскости,
перпендикулярной направлению магнитного поля H) описывается энергетическим спект-
ром анизотропного двумерного осциллятора (21), (22), причем отношение частот Ω1/Ω2
характеризует степень анизотропии осциллятора. Отброшенные при получении уравне-
ния (19) ангармонические члены дают неэквидистантные поправки к уровням энергии (22)
(∼(~Ω(l/R0))
2m2 [15].
Сравнение теории с експериментами. Экспериментально изучалось поведение на-
носистемы, представляющей собой эллипсоидальную наночастицу золота (с полуосями a1 =
= 1,2; a2 = 1,6; a3 = 2 нм), помещенную в вакуум, в однородном магнитном поле напря-
женностью H. Для такой наносистемы энергия основного состояния E0 поперечного дви-
жения электрона, согласно формуле (12), принимает значение |E0| ⋍ 0,85 эВ, а величина
Z̄ ⋍ b(1)e ⋍ 0,32 нм. Выполнение условий (4) и (13) позволяет энергетический спектр эле-
ктрона, локализованного силами электростатического изображения над внешней поверхно-
стью эллипсоидальной наночастицы, описать спектром анизотропного двумерного осцил-
лятора (15) с частотами ~ω1 и ~ω2, соответственно, равными: ~ω1 = 19,7 мэВ (≈220 K) и
~ω2 = 12,67 мэВ (≈ 141 K).
Наиболее простыми методами обнаружения и изучения рассматриваемых здесь локаль-
ных электронных состояний в наносистемах могут быть исследования эффектов резонан-
сного взаимодействия света с такими электронными состояниями. Локальные уровни элект-
рона E(n1,n2)
s (a1, a2, a3) (15) в изучаемых наносистемах будут слабо уширенными при тем-
пературах T . 141 K, если расстояние между ними
∆E
(n′
1
,n′
2
)
(n1,n2)
= E
(n′
1
,n′
2
)
s (a1, a2, a3)− E(n1,n2)
s (a1, a2, a3) ≪ kT (24)
(k — постоянная Больцмана) [9]. Для тех наносистем, в которых энергия связи локальных
электронных состояний E(n1,n2)
s (a1, a2, a3) (15) удовлетворяет условию (24), их исследования
возможны в процессах поглощения (и излучения) на переходах с частотами
ω
(n′
1
,n′
2
)
(n1,n2)
=
E
(n′
1
,n′
2
)
s (a1, a2, a3)− E
(n1,n2)
s (a1, a2, a3)
~
, (25)
лежащими в инфракрасной области спектра (⋍ (ω1, ω1) ≈ 20 мэВ (220 K)).
Следует отметить, что зависимость спектра E(n1,n2)
s (a1, a2, a3) (15) от размеров (a1, a2, a3)
наночастицы дает возможность селектировать методами лазерной спектроскопии наноне-
однородности в изучаемых наносистемах.
При
lH < b(1)e , (26)
магнитное поле напряженностью H деформирует электронные состояния, локализованные
над внешней поверхностью эллипсоидальной наночастицы (вблизи оси 3, рис. 1) силами
электростатического изображения. В [8] показано, что локальные состояния электрона в по-
ле поляризации Ū0(z) (5) возникали, в основном состоянии, со средним радиусом
r̄ = (a3 + 5,8, b(1)e ). (27)
Для оценки величины напряженности сильного магнитного поля Hc в условии (26) за-
меним b(1)e на значение r̄ (27). В результате получим значение напряженности сильного
80 ISSN 1025-6415 Reports of the National Academy of Sciences of Ukraine, 2012, №6
магнитного поля
Hc =
~c
e(r̄)2
, (28)
начиная с которого при H > Hc деформируются (в плоскости, перпендикулярной направле-
нию магнитного поля H) изучаемые локальные электронные состояния. При этом локаль-
ные электронные состояния приобретают своеобразную “игольчатую” форму. В изучаемой
нами наносистеме значение Hc ⋍ 1,06 · 106 Гс, а соответствующая ему величина циклотрон-
ной частоты, согласно (23), равняется ω0
c ⋍ 5,13 мэВ (57 K).
Исследуем особенности резонансного взаимодействия света с локальными электронными
состояниями в магнитном поле. Для этого запишем выражения с учетом формул (21)–
(22), которые описывают частоты переходов локальных электронных состояний ~Ω1 и ~Ω2
в магнитном поле напряженностью H:
~Ω1(H) =
1
2
{[
(~ω1 + ~ω2)
2 +
(
e~
mec
2
H
2
)]1/2
+
[
(~ω1 − ~ω2)
2 +
(
e~
mec
2
H
2
)]1/2}
,
~Ω2(H) =
1
2
{[
(~ω1 + ~ω2)
2 +
(
e~
mec
2
H
2
)]1/2
−
[
(~ω1 − ~ω2)
2 +
(
e~
mec
2
H
2
)]1/2}
.
(29)
Изучим поведение локальных электронных состояний в магнитном поле, напряженность
которого H находится в интервале
5 · 10−2
Hc 6 H 6 10Hc. (30)
Для магнитных полей с напряженностями
5 · 10−2
Hc 6 H 6 Hc, (31)
для которых выполняются условия
[
~ωc
~ω1 + ~ω2
]2
=
[
(e/mec)H
~ω1 + ~ω2
]2
≪ 1,
[
~ωc
~ω1 − ~ω2
]2
=
[
(e/mec)H
~ω1 − ~ω2
]2
≪ 1,
(32)
частоты переходов ~Ω1 и ~Ω2 (как следует из разложений (29) по параметрам малости (32),
с точностью до членов второго порядка) слабо зависят от напряженности магнитного по-
ля H (см. рис. 2):
~Ω1 ≈
(
1 +
e
mec
H
ω1
)
~ω1, (33)
~Ω2 ≈ ~ω2. (34)
Для сильных магнитных полей с напряжениями
Hc 6 H 6 10Hc (35)
ISSN 1025-6415 Доповiдi Нацiональної академiї наук України, 2012, №6 81
Рис. 2. Частоты переходов (29 ) как функции напряженности магнитного поля H. Кривые 1 и 2 отве-
чают частотам переходов ~Ω1 и ~Ω2 соответственно. Напряженность магнитного поля H измеряется в Гс,
а частоты переходов — в мэВ
частоты переходов ~Ω1(H) и ~Ω2(H), согласно формулам (29), зависят от H существенно
нелинейно (см. рис. 2).
При изменении напряженности магнитного поля H в интервале (30) частоты перехо-
дов ~Ω1(H) (29) и ~Ω2(H) (29) плавно меняются, соответственно, в интервалах (см. рис. 2)
19,7 мэВ 6 ~Ω1 6 53,7 мэВ; 4,65 мэВ 6 ~Ω2 6 12,7 мэВ (36)
находящихся в инфракрасной области спектра. Учет ангармоничности приводит к расщеп-
лению обеих линий резонанса (~Ω1(H) и ~Ω2(H)) на N ∼ [1 + (kT/~Ωi(H))] пиков, эквиди-
стантных по ~Ω1(H) и ~Ω2(H) соответственно (где i = 1, 2) [15].
Таким образом, зависимости частот переходов ~Ω1(H) и ~Ω2(H) (29) между уровня-
ми (22) локальных электронных состояний от напряженности H магнитного поля при ре-
зонансном поглощении (и излучении) света, изучаемой наносистемой, позволяют, изменяя
величину H в интервале (30), целенаправленно варьировать частоты переходов (29) в ши-
роком диапазоне (36) в инфракрасной области спектра.
Обнаруженные особенности локальных электронных состояний, связанные с зависи-
мостью их энергий связи (15) и (22) от размеров (a1, a2, a3) наночастиц, а также от напря-
женности H магнитного поля, могут представлять интерес для разработки новых методов
оптического и магнитооптического контроля степени дисперсности наноструктур. Особый
интерес разработка таких новых методов может представлять для контроля образования
зародышей новой фазы при электромагнитных, радиационных или тепловых воздействиях
на многокомпонентные материалы, содержащие металл, полупроводник и диэлектрик [1–5].
1. Pokutnyi S. I. Exciton states in semiconductor quantum dots in framework of the modified effective mass
method // Semiconductor. – 2010. – 44, No 4. – P. 507–512.
2. Pokutnyi S. I. Stark effect in semiconductor dots // J. Appl. Phys. – 2004. – 96, No 2. – P. 1115–1125.
3. Pokutnyi S. I. Optical nanolaser on the heavy hole transition in semiconductor nanocrystals. Theory //
Phys. Lett. A. – 2005. – 342, No 5–6. – P. 347–350.
4. Pokutnyi S. I. Theory of exciton states in quasizero-dimensional nanosystems (review) // Phys. Express. –
2011. – 1, No 3. – P. 158–168.
5. Pokutnyi S. I. Interband absorption of light in quantum dots // J. Nanosciences Lett. – 2011. – 1, No 3. –
P. 191–194.
82 ISSN 1025-6415 Reports of the National Academy of Sciences of Ukraine, 2012, №6
6. Efremov N.A., Pokutnyi S. I. Theory of local electron states in ultradispersion media // Preprint IS USSR
(Moscow: Institute of spectroscopy, 1984. – No 1).
7. Efremov N.A., Pokutnyi S. I. Local electron states in ultradispersion structures // Sov. Phys. – Solid State
Phys. – 1985. – 27, No 1. – P. 48–56.
8. Efremov N.A., Pokutnyi S. I. Local electron states in quasi-zero-dimensional systems // Ibid. – 1990. – 32,
No 10. – P. 1697–1708.
9. Efremov N.A., Pokutnyi S. I. Quasilocal electron states in quasi-zero-dimensional systems // Ibid. – 1991. –
33, No 10. – P. 1607–1615.
10. Pokutnyi S. I., Efremov N.A. Local surface electron states in quasi-zero-dimensional systems // Phys. Stat.
Sol. B. – 1991. – 165, No 1. – P. 109–118.
11. Pokutnyi S. I. Local volume electron states in quasi-zero-dimensional systems // Ibid. – 1992. – 172, No 2. –
P. 573–602.
12. Pokutnyi S. I. Volume electron states in nanosystems // Solid State Phys. – 1993. – 35, No 2. – P. 129–138.
13. Pokutnyi S. I. Local electron states in nanosystems // Semiconductors. – 1997. – 31, No 12. – P. 1247–1258.
14. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. – Москва: Наука, 1982. – 682 с.
15. Набутовский В.М., Романов Д.А. Электронные состояния вблизи искривленной границы раздела
сред // Журн. эксперим. и теорет. физики. – 1986. – 90, № 1. – С. 232–239.
Поступило в редакцию 10.11.2011Институт металлофизики им. Г. В. Курдюмова
НАН Украины, Киев
С. I. Покутнiй, В.Л. Карбiвський, академiк НАН України А.П. Шпак
Електроннi стани, локалiзованi над елiпсоїдальною поверхнею
роздiлу дiелектричних середовищ
Теоретично та експериментально вивчається вплив однорiдного магнiтного поля на елект-
роннi стани, локалiзованi силами електростатичного зображення над поверхнею елiпсої-
дальної дiелектричної наночастинки. Дослiджено ефекти резонансної взаємодiї свiтла з та-
кими локальними електронними станами як у вiдсутностi, так i при наявностi однорiдно-
го магнiтного поля.
S. I. Pokutnyi, V. L. Karbovsky, Academician of the NAS of Ukraine A. P. Shpak
Electron states localized over the ellipsoidal interface of dielectric media
The influence of a homogeneous magnetic field on the electron states localized above the surface
of an ellipsoidal dielectric particle by the electrostatic image forces is studied experimentally and
theoretically. The effects of the resonance interaction of light with such local electron states in the
presence and in the absence of a homogeneous magnetic field are investigated.
ISSN 1025-6415 Доповiдi Нацiональної академiї наук України, 2012, №6 83
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-50002 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1025-6415 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-07T16:54:51Z |
| publishDate | 2012 |
| publisher | Видавничий дім "Академперіодика" НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Покутний, С.И. Карбовский, В.Л. Шпак, А.П. 2013-10-02T17:20:41Z 2013-10-02T17:20:41Z 2012 Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред / С.И. Покутний, В.Л. Карбовский, А.П. Шпак // Доп. НАН України. — 2012. — № 6. — С. 75-83. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. 1025-6415 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/50002 535.34 Теоретически и экспериментально изучается влияние однородного магнитного поля на электронные состояния, локализованные силами электростатического изображения над поверхностью эллипсоидальной диэлектрической наночастицы. Исследованы эффекты резонансного взаимодействия света с такими локальными электронными состояниями как при наличии, так и в отсутствие однородного магнитного поля. Теоретично та експериментально вивчається вплив однорідного магнітного поля на електронні стани, локалізовані силами електростатичного зображення над поверхнею еліпсоїдальної діелектричної наночастинки. Досліджено ефекти резонансної взаємодії світла з такими локальними електронними станами як у відсутності, так і при наявності однорідного магнітного поля. The influence of a homogeneous magnetic field on the electron states localized above the surface of an ellipsoidal dielectric particle by the electrostatic image forces is studied experimentally and theoretically. The effects of the resonance interaction of light with such local electron states in the presence and in the absence of a homogeneous magnetic field are investigated. ru Видавничий дім "Академперіодика" НАН України Доповіді НАН України Фізика Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред Електронні стани, локалізовані над еліпсоїдальною поверхнею розділу діелектричних середовищ Electron states localized over the ellipsoidal interface of dielectric media Article published earlier |
| spellingShingle | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред Покутний, С.И. Карбовский, В.Л. Шпак, А.П. Фізика |
| title | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред |
| title_alt | Електронні стани, локалізовані над еліпсоїдальною поверхнею розділу діелектричних середовищ Electron states localized over the ellipsoidal interface of dielectric media |
| title_full | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред |
| title_fullStr | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред |
| title_full_unstemmed | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред |
| title_short | Электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред |
| title_sort | электронные состояния, локализованные над эллипсоидальной поверхностью раздела диэлектрических сред |
| topic | Фізика |
| topic_facet | Фізика |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/50002 |
| work_keys_str_mv | AT pokutniisi élektronnyesostoâniâlokalizovannyenadéllipsoidalʹnoipoverhnostʹûrazdeladiélektričeskihsred AT karbovskiivl élektronnyesostoâniâlokalizovannyenadéllipsoidalʹnoipoverhnostʹûrazdeladiélektričeskihsred AT špakap élektronnyesostoâniâlokalizovannyenadéllipsoidalʹnoipoverhnostʹûrazdeladiélektričeskihsred AT pokutniisi elektronnístanilokalízovanínadelípsoídalʹnoûpoverhneûrozdíludíelektričnihseredoviŝ AT karbovskiivl elektronnístanilokalízovanínadelípsoídalʹnoûpoverhneûrozdíludíelektričnihseredoviŝ AT špakap elektronnístanilokalízovanínadelípsoídalʹnoûpoverhneûrozdíludíelektričnihseredoviŝ AT pokutniisi electronstateslocalizedovertheellipsoidalinterfaceofdielectricmedia AT karbovskiivl electronstateslocalizedovertheellipsoidalinterfaceofdielectricmedia AT špakap electronstateslocalizedovertheellipsoidalinterfaceofdielectricmedia |