CC BY
15
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Bouwmeester, D. The physics of quantum information: Quantum cryptography, quantum teleportation, quantum computation [Text] / D. Bouwmeester, A. Ekert, A. Zeilinger. — Berlin: Springer — Verlag, 2001. — 326 p.
2. Fleishhauer, M. Electromagnetically induced transparency: Optics in coherent media [Text] / M. Fleischhauer, A. Imamoglu, J.P. Marangos // Rev. Mod. Phys. - 2005. - Vol. 77. - P. 633 - 678.
3. Milonni, P.W. Fast light, slow light, and left-handed light [Text] / P.W. Milonni. - New York: Taylor and Francis, 2005. - 264 p.
4. Ospelkaus, S. Efficient state transfer in an ultracold dense gas of heteronuclear molecules [Text] / S. Ospelkaus, A. Peer, K.-K. Ni [et al.] // Nature Phys. - 2008. -Vol. 4. - P. 622 - 626.
5. Stephen, M.J. First-order dispersion forces [Text] / M.J. Stephen // J. Chem. Phys. - 1964. - Vol. 40. -№ 3. - P. 669 - 673.
6. Anderson, P.W. Absence of diffusion in certain random lattices [Text] / P.W. Anderson // Phys. Rev.- 1958. -Vol. 109 - P. 1492 - 1505. ibid Vol. 110. - P. 827 - 835.
7. Sokolov, I.M. Light scattering from a dense and ultracold atomic gas [Text] / I.M. Sokolov, M.D. Kupri-yanova, D.V. Kupriyanov, M.D. Havey // Phys. Rev. A. — 2009. - Vol. 79. - № 053405. - Р. 1- 10.
8. Glauber, R.J. Quantum optics of dielectric media [Text] / R.J. Glauber, M. Lewenstein // Phys. Rev. A. -1991.- Vol. 43.- Р. 467- 491.
9. Соколов, И.М. Микроскопическая теория рассеяния слабого электромагнитного излучения плотным ансамблем ультрахолодных атомов [Текст] / И.М. Соколов, Д.В. Куприянов, M.D. Havey // ЖЭТФ. - 2011. - Т. 139 - Вып. 2. - С. 288 - 304.
10. Fofanov, Ya.A. Dispersion of the dielectric permittivity of dense and cold atomic gases [Text] / Ya.A. Fofanov, A.S. Kuraptsev, I.M. Sokolov, M.D. Havey // Phys. Rev. A. - 2011. - Vol. 84. -№ 053811. - Р. 1 - 10.
11. Balik, S. Near-resonance light scattering from a high-density, ultracold atomic 87Rb gas [Электронный ресурс] / S. Balik, A.L. Win, M.D. Havey [et al.] // arXiv:0909.1133.
УДК 535.333; 544.174.2
М.А. Ходорковский, С.В. Мурашов, А.А. Беляева, П.Ю. Сердобинцев, Л.П. Ракчеева
ВОЗБУЖДЕННЫЕ СОСТОЯНИЯ МОЛЕКУЛ АРГОН-КСЕНОН В ОБЛАСТИ ДАЛЕКОГО ВАКУУМНОГО УЛЬТРАФИОЛЕТА, ИССЛЕДОВАННЫЕ МЕТОДОМ (3 + 1) REMPI
Димерные молекулы благородных газов участвуют во многих процессах, происходящих в атмосфере, в различных источниках излучения, а также в лазерных средах [1]. Для прогнозирования этих процессов необходимы знания о межатомных потенциалах в молекулах благородных газов. Имеющиеся в литературе сведения о характере потенциальных кривых возбужденных состояний гомо- и гетероядер-ных молекул инертных газов, необходимые для разработки таких источников света, недостаточны, а теоретические расчеты подобных мно-
гоэлектронных систем очень трудоемки. Только сочетание теоретических и экспериментальных спектроскопических данных обеспечивает достоверность информации об электронной структуре молекул.
Данная работа является продолжением цикла наших работ по исследованию возбужденных электронных состояний двухатомных молекул благородных газов (Rg Rg') методом многофотонной резонансной лазерной ионизации; в частности, электронным состояниям молекул АгХе посвящены наши работы [2—5].
В литературе встречается мало данных об электронных состояниях молекул АгХе в области 66500 — 85000 см -1 [6—11], а в области, близкой к энергии ионизации молекул Еион = = 96515,6 см-1 (85000 - 89500 см-1), данные вообще отсутствуют. Электронная структура молекул АгХе ранее исследовалась традиционными методами оптического поглощения и флуоресценции, а также методами резонансной лазерной фотоионизации (2 + 1) и (1 + 1') REMPI, где первое число обозначает количество фотонов, необходимых для возбуждения молекул, а второе — для последующей их ионизации.
Теоретические расчеты потенциальных кривых для молекул в основном и некоторых возбужденных состояниях молекул АгХе были выполнены в работах [12, 13]. Полученные потенциальные кривые характеризуются неглубокими ямами, могут иметь «горб» и располагаться частично или полностью выше диссоционного предела. Несмотря на значительное количество работ, посвященных этой проблеме, не все возбужденные состояния молекул исследованы, так как слабосвязанные молекулы благородных газов представляют собой непростые объекты для изучения. Прежде всего, их образование возможно только при определенных условиях. Наиболее эффективно эти молекулы образуются в условиях сверхзвукового молекулярного пучка при низкой температуре (примерно 10 К) в основном электронном состоянии и, как правило, на нулевом колебательном уровне. Кроме того, все возбужденные состояния расположены в вакуумном ультрафиолете, что затрудняет их экспериментальное изучение.
Настоящая работа посвящена исследованию возбужденных состояний АгХе вблизи возбужденных состояний ксенона Хе* 7р, 6d в области 87800 — 89500 см-1 с помощью метода резонансной многофотонной ионизации (3 + 1)REMPI. Ранее нами были получены и интерпретированы фотоионные спектры молекул АгХе в области атомов Хе* 6^[3/2]012 (66500 -68800 см-1) [3], Хе* 6/, 6р, 5d (77000 - 80200 см-1) [4] и Хе* 5d, 7s, 6^ 6р (80300 - 89500 см-1) [4, 5] методами (2+1) и (3+1) REMPI. В статье [5] в области 88000 - 89500 см-1 приведены наблюдаемые спектры, но не дана их интерпретация ввиду их сложности. В литературе также отсутствуют данные относительно структуры возбужденных состояний АгХе в этой области.
Экспериментальная часть
Фотоионизационные спектры молекул ArXe в области 87500 — 89500 см-1 были получены на той же установке, что и в работах [4, 5]. Димер-ные молекулы формировались при расширении смеси инертных газов состава 5 % ксенона и 95% аргона из области высокого давления (5 атм) в вакуум (10-6 Торр) через импульсное сопло диаметром 0,1 мм. При этом происходит охлаждение газа до температур примерно 10 K. Центральная часть пучка выделялась скиммером и облучалась сфокусированным излучением лазера на красителе (Lambda Physik FL3002, накачка — XeCl EMG-103). В случае трехфо-тонного резонанса молекулы возбуждались излучением второй гармоники перестраиваемого лазера на PTP и DMQ (Л = 333 — 373 нм) с длительностью лазерного импульса 15 нсек. Спектральная ширина полосы излучения составляла 0,3 см-1. После взаимодействия лазерного и молекулярного пучков на определенных длинах волн положительные ионы при помощи электростатических линз выталкиваются электрическим полем в дрейфовую область время-пролетного масс-спектрометра в направлении микрональной пластины для регистрации. Одновременно можно регистрировать молекулярные и атомарные ионы ArXe+, Ar+, Xe+.
Результаты эксперимента и их обсуждение
На рис. 1 представлены фотоионизационные спектры молекул ArXe при регистрации молекулярных (ArXe+) и атомных (Ar+) ионов в области 87500 — 90000 см-1. Видно, что наблюдаются очень сложные системы полос. Так как наиболее интенсивные молекулярные полосы должны наблюдаться вблизи разрешенных атомных переходов, то при интерпретации спектров будем ориентироваться прежде всего на них. Кроме того, молекулярные полосы могут появляться и вблизи запрещенных атомных линий.
В случае трехфотонного возбуждения для атомов разрешены дипольные переходы с А/= = ±1, ±3 и по четности электронной конфигурации термов: чет о нечет. Как известно [14], в области 87500 — 89500 см-1 расположены 12 атомных переходов ксенона, из них при трех-фотонном поглощении полностью разрешены 2 перехода: XeS0 ^ Хе* 6d[1/2]01 при 88549,8 см-1 и Xe1S0 ^ Хе* 6d[7/2]03 при 89024,89 см-1. В табл. 1 включены все возбужденные состояния Хе* в этой области.
88000
88500
V, см
Рис. 1. Фотоионизационные спектры молекул АгХе при регистрации атомных ионов Аг+ (а)
и молекулярных ионов АгХе+ (б). Пунктирной линией обозначены положения возбужденных атомов в диссоционных пределах
АгХе* ^ Хе* + Аг
Таблица 1
Молекулярные состояния, образованные из комбинации атомов Хе*(7р, бр) и Аг1^ [14]
в области 87500 - 90100 см-1
Диссоционный предел Хе*+Аг^° Энергия Хе*, см-1 Симметрия молекулярных состояний, О
7^1/2]!+^ 87927,131 1
7р[5/2]2+^° 88351,681 °+, 1, 2
6р'[3/2]1+^° 88379,126 1
7р[5/2]з+1So 88469,213 1, 2, 3
641/2]°о+Ч 88491,020 0-
641/2]°1+^° 88549,775 0-, 1, 2
7р[3/2]02+1So 88686,500 °+, 1
643/2]2+^° 88708,466 1, 2
7р[3/2Ь+Ц, 88842,256 °+, 1
7р[1/2]°+^° 88842,300 0+
647/2]°4+^° 88911,692 1, 2, 3, 4
647/2]°3+^° 89024,890 °+, 1, 2, 3
6р'[3/2]2+^° 89162,356 °+, 1, 2
645/2]°2+^° 89243,258 1, 2
6р'[1/2]1+^° 89278,706 0-, 1
645/2]°3+^° 89534,568 °+, 1, 2
6р'[1/2]°+^° 89860,015 °+, 1
643/2]°1+^° 90032,155 °+, 1
Электронные состояния молекул характеризуются проекцией полного углового момента электронов на ось молекулы (случай Гунда С)
Основное состояние молекулы имеет симметрию ^ = 0+. В дипольном приближении для трехфотонных переходов молекул разрешены переходы с |ДЙ| < 3, переход 0+ о 0+разрешен, а переход 0+ о 0- запрещен. При интерпретации спектров будем считать, что все молекулы АгХе в начальный момент времени находятся в основном электронном состоянии и, как правило, на нулевом колебательном уровне, так как они образуются в условиях сверхзвукового молекулярного пучка при низкой температуре (примерно 10 К). Возбужденные молекулы АгХе* можно рассматривать как результат взаимодействия атома аргона Аг в основном состоянии с атомом ксенона в возбужденном состоянии Хе* с пределом диссоциации
АгХе* ^ Аг1^ + Хе*.
В этом приближении молекулярные полосы АгХе в области 87500 - 89500 см-1 должны наблюдаться вблизи атомных линий Хе* 7р, 6p'6d, а наиболее интенсивные полосы при трехфо-тонном возбуждении молекул - вблизи атомных линий Хе* 6d.
Основное состояние молекул хорошо описывается дисперсионными взаимодействиями атомов в основном состоянии Аг1^0 и Хе1^0 и характеризуется молекулярными постоянными, а именно частотой гармонического колебания ш"е = 25,961 см-1, постоянной ангармоничности шехе" = 1,285 см-1, энергией диссоциации Б" = 131,1 см-1, равновесным расстоянием г" = 4,09 А.
Возбужденные состояния молекул также будем рассматривать в рамках ангармонического осциллятора, и потенциальную энергию аппроксимировать функцией Морзе. Равновесное расстояние возбужденных состояний молекулы можно определить, используя принцип Франка - Кондона, по которому переходы вверх по вертикали на диаграмме потенциальной энергии соответствуют наиболее интенсивным полосам поглощения. В рамках этой модели на основании анализа полученных спектров были оценены параметры возбужденных состояний молекул. Для энергии переходов молекул с нулевого колебательного уровня основного состояния в возбужденное
электронно-колебательное состояние будем использовать выражение
уу-= т; + G (V')=т; + ъ'е (V' +1/2)-
(V' +1 / 2)2,
(1)
где Те' - энергия электронного состояния, соответствующая минимуму потенциальной кривой; юе' - частота гармонического колебания; юехе' - постоянная ангармоничности.
Энергия диссоциации в этом приближении вычисляется по формуле
2
А =
(2)
В спектре наблюдается две группы полос в областях 87500 - 88400 см-1 и 88500 - 90000 см-1. Как видно из рисунка, в области 87500 - 88500 см-1 наблюдается особенно сложная картина: спектр состоит из нескольких колебательных прогрессий, но при регистрации молекулярных ионов (рис. 1,6) с определенностью была выделена только одна колебательная последовательность - А, состоящая из шести полос. Волновые числа полос этой прогрессии и их отнесение приведены в табл. 2. Самой длинноволновой полосе приписан квантовый колебательный номер V = 0, затем построен график зависимости волнового числа от колебательного номера и аппроксимирован квадратичным полиномом, коэффициенты которого - молекулярные постоянные для данного возбужденного состояния:
юе' = 62,5 см-1; юехе' = 1,6 см-1;
Те' = 87864,3 см-1; Бе' = 610,4 см-1.
Энергия диссоционного предела Епред = Те' + + Бе' = 88475 см-1.
Таким образом, колебательная последовательность А относится к переходу димера из основного состояния в возбужденное с диссо-ционным пределом
АгХе* ^ Аг1^ + Хе*7р[5/2]2 при 88480 см-1.
С использованием этих молекулярных постоянных в приближении Морзе построена потенциальная кривая для возбужденного состояния (рис. 2).
Самая интенсивная группа полос расположена в интервале 88100 - 88400 см-1 при регистрации молекулярных ионов. Очевидно,
Таблица 2
Идентификация и волновые числа наблюдаемых полос в спектрах молекул АгХе*
Прогрессия V, V" V, см-1 Л^'+1/2' см-1
0, 0 87897,9 53,7
1, 0 87951,2 55,8
А 2, 0 88007,0 59,5
3, 0 88066,5 50,8
4, 0 88117,3 39,2
5, 0 88156,5 -
0, 0 88175,0 55,0
1, 0 88230,0 53,0
В 2, 0 88283,0 39,0
3, 0 88322,0 33,0
4,0 88355,0 29,0
5, 0 88384,0 -
0, 0 88460,4 48,1
1, 0 88508,5 46,5
2, 0 88555,0 48,5
3, 0 88603,5 48,5
С 4,0 88639,8 41,4
5,0 88681,2 40,7
6,0 88721,9 41,4
7,0 88763,3 39,9
8,0 88803,2 35,6
9,0 88838,8 -
Рис. 2. Потенциальные кривые для возбужденных состояний, полученные из экспериментальных данных: для АгХе* ^ Аг^° + Хе*6^[7/2]°3 (1) и АгХе* ^ Аг^° + Хе*7р[5/2]°2 (2)
что она состоит из нескольких колебательных прогрессий, или что возбужденное состояние молекулы характеризуется потенциальной кривой сложной формы с несколькими минимумами. В спектре при регистрации атомных ионов Аг+ спектр значительно упрощается. В области 88100 - 88400 см-1 остается одна интенсивная полоса, а интенсивность остальных падает на два порядка. К сожалению, при регистрации ионов Хе+ спектр существенно усложняется, так как в эту область попадают линии атомных ионов ксенона, рожденных при диссоциативной ионизации молекул Хе2, возбужденные состояния которых расположены в области, близкой к рассматриваемой. В результате анализа спектров Аг+ и АгХе+ (см. рис. 1) среди этих полос можно выделить еще одну колебательную прогрессию (обозначена буквой В). Волновые числа полос этой прогрессии приведены в табл. 2. Самой длинноволновой полосе приписан квантовый колебательный номер V = 0, затем построен график зависимости волнового числа от колебательного номера и определены молекулярные постоянные для возбужденного состояния:
ю/ = 61,2 см-1; юехе/ = 3,1 см-1;
Те' = 88144,4 см-1.
Как видно из рис. 1, последовательность В - наиболее интенсивная в этой области и согласно эмпирическим правилам отбора должна относиться к диссоционному пределу
АгХе* ^ Аг^° + Хе*641/2]°1
при Епред = 88671 см-1.
В таком случае энергия диссоциации возбужденного состояния, соответствующего прогрессии В, должна равняться
я; = Епред т: = 526,6 см-1.
Энергия же диссоциации, вычисленная для потенциальной энергии Морзе, равна = = 302 см-1. Такое расхождение свидетельствует о непригодности приближения Морзе для данного возбужденного состояния и, следовательно, о более сложном виде выражения для потенциальной энергии. При построении потенциальной кривой необходимо учитывать, по крайней мере, конфигурационные взаимодействия.
Группа полос в интервале 88450 — 88850 см-1 также представляет собой колебательную последовательность (обозначена на рис. 1 буквой С). Волновые числа полос этой прогрессии приведены в табл. 2. Самой длинноволновой полосе в этой последовательности приписан квантовый колебательный номер V = 0, затем построен график зависимости волнового числа от колебательного номера и определены молекулярные постоянные для соответствующего возбужденного состояния:
-1.
ю/ = 47,9 см-1; юехе' = 0,61 см
Те' = 88438,2 см-1, Я/ = 940,3 см-1,
а энергия диссоционного предела будет равна ^пред = 89378,5 см-1.
Колебательную прогрессию С относим к диссоционному пределу Аг1^ + Хе* 6^[7/2]03 при 89284 см-1.
Значение вычисленного £'пре„ на 94 см-1
пред
превышает диссоционный предел, к которому была отнесена колебательная прогрессия. Это означает, что потенциальная кривая имеет «горб» высотой > 94 см-1. В приближении Морзе с использованием полученных молекулярных постоянных построена потенциальная кривая для возбужденного состояния (см. рис. 2).
Таким образом, в данной работе методом (3+1^ЕМР1 исследованы фотоионизационные спектры димерных молекул АгХе вблизи возбужденных состояний Хе* 7р, 6d в высокоэнергетической области от 87500 до 90000 см-1, близкой к энергии ионизации молекул. Эта область содержит 12 состояний Хе*, из них два разрешенных при трехфотонном возбуждении. Сложная картина спектра наблюдается при регистрации молекулярных ионов АгХе+. Были выделены две колебательные системы полос и определены диссоционные пределы, к которым они сходятся:
АгХе* ^ Аг1^ + Хе*7р[5/2]2
и Аг1^ + Хе*6^7/2]°3.
Для соответствующих возбужденных состояний определены молекулярные постоянные и построены потенциальные кривые. Самая интенсивная группа полос в области 88100 -88400 см-1 была предположительно отнесена к диссоционному пределу
АгХе* ^ Аг1^ + Хе*6d[1/2]01.
Работа выполнена на оборудовании ЦКП «Аналитический центр нано- и биотехнологий ГОУ СПбГПУ» при финансовой поддержке Минобрнауки России.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Герасимов, Г.Н. Оптические спектры бинарных смесей инертных газов [Текст] / Г.Н. Герасимов // Успехи физических наук. — 2004. — Т. 174. — Вып. 2.- С. 155-175.
2. Ходорковский, М.А. Многофотонные масс-спектры молекул XeKr в области возбужденных атомов Xe*6p[5/2]2 3 [Текст] / М.А. Ходорковский, А.А. Беляева, Л.П. Ракчеева, П.Ю. Сердобинцев [и др.] // Оптика и спектроскопия. — 2007. — Т. 102. — Вып. 6. — С. 908—915.
3. Khodorkovskii, M.A. Electronic spectra of ArXe molecules in region of Xe* (6S, 6p, 5d) 77000—80200 cm—1, using resonantly enhanced multiphoton ionization [Текст] / M.A. Khodorkovskii, S.V. Murashov, A.A. Beliaeva, L.P. Rakcheeva [et al.] // Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. — 2010. — Vol. 43. — P. 155101/1—155101/8.
4. Ходорковский, М.А. Электронные спектры двухатомных молекул аргон-ксенон в области возбужденных атомов ксенона [Текст] / М.А. Ходорковский, С.В. Мурашов, А.А. Беляева, П.Ю. Сердобинцев, J. Nordgren // Научно-технические ведомости
СПбГПУ. Серия Физико-математические науки. — 2010. — Вып. 4. — С. 21—27.
5. Khodorkovskii, M.A. Electronic spectra of ArXe molecules in the region of Xe* (5d, 7s, 7p, 6p'), 80300— 89500 cm—1, using resonantly enhanced multiphoton ionization [Текст] / M.A. Khodorkovskii, S.V. Murashov, A.A. Beliaeva, L.P. Rakcheeva [et al.] // Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. — 2010. — Vol. 43. — P. 235101/1—235101/10.
6. Castex, M.C. Absorption spectra of Xe-rare gas mixtures in the far uv region (1150 — 1500 Ä): High resolution analysis and first quantitative absorption measurements [Text] / M.C. Castex // J. Chem. Phys.- 1977.-Vol. 66.- № 9.- P. 3854—3865.
7. Pratt, S.T. Electronic spectra of NeXe, ArXe, and KrXe using resonantly enhanced multiphoton ioniza-tion [Текст] / S.T. Pratt, P.M. Dehmer, J.L. Dehmer// J. Chem. Phys.- 1985.- Vol. 83.- № 11.- P. 5380—5390.
8. Mao, D.M. Electronic symmetry assignments for the ArXe and KrXe band systems in the vicinity of the Xe* 6s'[1/2]1° <- Xe(1i,0) resonance line [Text] / D.M. Mao, X.K. Hu, S.S. Dimov, R.H. Lipson // J. Phys B: At. Mol. Opt. Phys. — 1996. — Vol. 29. — P. 89—94.
9. Mao, D.M. Heteronuclear rare-gas dimer bonding: Understanding the nature of the Rydberg states that dissociate to the highest energy level of the Xe* (5d) manifold [Text] / D.M. Mao, X.K. Hu, Y.J. Shi, R.H. Lipson // J. Chem. Phys.- 1999.- Vol. 111.- № 7.- P. 2985-2990.
10. Tsuchizawa T. Interatomic potentials of the C1 and D0+ states of XeNe, XeAr, and XeKr as studied by tunable vacuum ultraviolet laser spectroscopy [Text] / T. Tsuchizawa, K. Yamanouchi, S. Tsuchiya // J. Chem. Phys. - 1990. - Vol. 92. - Iss. 3. - P. 1560-1567.
11. Piticco, L. Structure and dynamics of the electronically excited C 1 and D 0+ states of ArXe from highresolution vacuum ultraviolet spectra [Text] / L. Piticco, M. Schäfer, F. Merkt // Journal of Chemical Physics. -
2012. - Vol. 136. Iss. 7. - P. 074304/1-074304/15.
12. Hickman, A.P. Interatomic potentials for excited states of XeHe and XeAr [Text] / A.P. Hickman, D.L. Huestis, R.P. Saxon // J. Chem. Phys.- 1992.- Vol. 96.-№ 3.- P. 2099-2113.
13. Lipson, R.H. Toward a global and causal understanding of the unusual Rydberg state potential energy curves of the heteronuclear rare gas dimers [Text] / R.H. Lipson, R.W. Field // J. Chem. Phys.- 1999.- Vol. 110.- № 22.-P. 10653-10656.
14. Ralchenko, Yu. NIST Atomic Spectra Database (version 3.1.5) [Электронный ресурс] / Yu. Ralchenko, A. E. Kramida, J. Reader // National Institute of Standards and Technology, Gaithersburg, MD.-2008. - Режим до-
УДК 539.149
П.Н. Дьячков, И.А. Бочков
НАНОАНТЕННА ТЕРАГЕРЦОВОГО ДИАПАЗОНА НА ОСНОВЕ УГЛЕРОДНЫХ НАНОТРУБОК, ХИМИЧЕСКИ МОДИФИЦИРОВАННЫХ АЗОТОМ ИЛИ БОРОМ
В настоящее время физика наноструктур является одной из наиболее интенсивно развивающихся отраслей науки и техники. Интерес к исследованию наноструктур вызван не только стремлением к дальнейшей миниатюризации устройств современной электроники, но также множеством принципиально новых физических и химических явлений, наблюдаемых в наноструктурах и не имеющих аналогов для макроскопических объектов. Особый интерес как с точки зрения фундаментальных исследований, так и с точки зрения практических приложений в опто- и наноэлектронике представляют нетривиальные оптические свойства наноструктур. Это привело к выделению особого направления научных исследований, находящегося на стыке оптики, физики твердого тела, химии и материаловедения.
Нетривиальный отклик наноструктур при их взаимодействии с электромагнитным полем обусловлен особенностями их электронной структуры. В частности, при достаточно малых размерах нанообъектов квантовый размерный эффект для элементарных возбуждений вдоль одного или нескольких измерений объекта может стать существенным, что приводит к квантованию энергии квазичастицы вдоль данного измерения. Поскольку вероятности переходов зависят от плотности конечных состояний, уменьшенная размерность сильно влияет на процессы рассеяния в наноструктурах, а, следовательно, и на процессы их взаимодействия с электромагнитным излучением.
Новый тип углеродных Ш-наноструктур, называемых углеродными нанотрубками (УНТ), был синтезирован Сумио Ииджимой в 1991 году. УНТ представляет собой полую
