149
W/'1
╧∙
тифи нацией природы атомов. Послойное испарение полом позволяет анализировать не только поверхность, но и нритюверхноетную толщу объекта. С помощью А. з. исследуют раал, задачи физики металлов: упорядочение в сплавах, детальное распределение состава границ раздела фаз, адсорбцию на металлах и нач. стадии хим. реакций (напр., окисление) и т. н. С помощью А. з. решаются коиросы селективного гюлезшго испарения атомов ранл. сортов. А. з. используется для научения процессов ионизации в сильных электрич. полях. При этом были обнаружены новые явления: полевая адсорбция инертных газов (при полях ~ 108 В/см); образование комплексных ионов ≈ соединении металла подложки с активными, и даже инертными газами; образование многозарядных ионов металлов с кратностью заряда, доходящей до 5≈6. Л. з. имеет большие перспективы при исследованиях локализации примесей, при изучении строения органич, молекул, при научении механизмов перемещения адсорбированных посторонних атомов на поверхности (см. Поверхностная диффузия) и т. п.
Лит.; Мюллер Э. В., Ц о н г Т. Т.. Полгвал ионная микроскопия, пол ел а я ионизация и полевое испарение, пер. с англ., М-, 11)80. В. Н. Шредпик. АТОМНЫЙ ИНТЕРФЕРОМЕТР ≈ прибор, позволяющий наблюдать стационарную картину интерференции двух сдвинутых по фазе компонент к.-л. состояния атома. В принципе такое устройство аналогично обычному двухлучовому опт и1!, интерферометру.
Принцип действия А, и, может быть поясн╦н следующим примером. Пучок атомов водорода в метастабиль-щщ состоянии 2S\\/ последовательно проходит через
> 2
две пространственно раздел╦нные зоны 1 и 2, внутри к-рых атомы подвергаются воздействию нсадиабатпч. возмущения, вследствие чего становятся возможными их переходы в др. состояния, напр. 2Р\\, и 2РЯ, . Воз-
* И ' <!
мущаюгдим фактором является электрич. поле, локализованное в пространстве между зонами (рис, 1), к-рое резко изменяется на границах, т. е, в пределах каждой
2s к.
Рис. 1, Схема атомного интерферометра: J и г ≈входная и выходная электродные пистемы; 3≈ дстенторы 1.а-излучрнил; 4 ≈
область действии дополнительного электрич* поля.
зоны ширины d. Для упрощения картины можно ограничиться рассмотрением двухуровневой системы 2St, ≈
2Pi< , что оправдано при не слишком сильных полях; в этом случаи влияние уровня 2/V сказывается слабо
и может быть учтено малыми поправками. При пересечении первой границы атомы переходят в суперпозицию собств. состоянии (р, и ф2 с анергиями ех и е2, оп-
'/2
г
I f «О
ределяемыми величиной напряженности электрич. поля Е. На границе зоны 2, гд« цоло убывает до нуля, возникнут компоненты пучка, представляющие как состоянии 2Si/ , так и состояние 2Plf , прич╦м каждый из
термов ср! и ц>2 даст начало паре таких состояний. По выходе ил поля амплитуды (ндесь уже собственных) состояний 2^!/, и 2/V будут определяться амплитудами переходов и разностью фаз между компонентами каждой пары. Эта разность зависит от времени прол╦та в иоле и от частоты перехода между термами q>, и сра» расщепленными электрич. нолем (Л! т арка, эффект). Поскольку неличина расщепления определяется напряж╦нностью поля Е, то при е╦ монотонном изменении н прошедшем пучке будут наблюдаться периодические (происходящие в протинофазс) колебания интенсивности потоков 28- и ЗЯ-атомов, обусловленные интерференцией компонент каждой пары: (2ЛГ)3≈ (2Л')2 и (2P]i ≈ (2Р)2, Такое же янление будет наблюдаться при изменении времени и роле- f та t, определяемого рас- ( n -i стоянием / между границами поля (/>с?).
Наблюдение картины интерференции можно осуществить измерением потока короткоживущих 2Р атомов. Детектор, расположенный за второй границей, будет регистрировать фотоны, отвечающие переходу 2P--\\S, т. е. головную линию серии Лаймака(La)с длиной волны 121Ь' А. Можно также наблюдать происходящую в нротивофазе интерференцию 2£-компопснт, для чего необходимо пропустить пучок 25-атомов через дополнит, электрич. поло, перемешивающее состояния 2S и 2Р.
В двухуровневой системе 2$i? ≈2P,, имеют место
переходы между 5- и Р-подуровнями сверхтонкой структуры с проекциями Fz квантового числа суммарного момента F ядра и электрона, равными 1,0 и ≈I (рис. 2). Т. к. разности энергий для переходов с Fx^≈ ± i (согласно отбора правилам) совпадают, результирующая интенсивность 2Р-компоненты пучка будет определяться суммой тр╦х слагаемых, соответствующих
этим переходам: I2p ^ 5jfs=1 !;∙ Если положить х =
≈ <of> £/лАбя, где <^> ≈матричный элемент перехода 2$1? ≈2Р:, , а §н ≈ лэмбовский сдвиг, то вероятность
I 2 I 2
выхода 2Pt[ -атомов для каждой г-й компоненты будет определяться выражением вида
.2
2P
Сверхтонкая структура
.-, 2/* -уроиней ;гшма во-*.'а /г дорода (масштаб не ныдрржлн).
i СП
V*
cos
(2п.*6,
X
хслр(≈ V//2),
где v ≈ постоянная распада 2Р-состояния.
А. и. представляет собой помещ╦нную в вакуум систему из 2 электродов (создающих неадиабатически изменяющееся на границах ноле), длина к-рой заниспт от скорости атомол пучка и составляет обычно 1-^50 см. Особенности тонкой структуры 2.S(/ -,2PL/ -уровней
атомов водорода оптимально проявляются при х ~ 1, чему соответствует Е ~ 300 В/см.
На рис. 3 показаны кривы и интерференции компонент 2/1-состоянин атома водорода (являющейся оптич. аналогом эффекта Пайса ≈ Пиччопи для системы К° ≈К°;см. К-мезоны).
Наблюдение атомных состояний в течение длительного времени при помощи А. и. позволяет осуществить качественно новые эксперименты, поскольку картина интерференции, зарегистрированная в широком интерва-
-Q
I
155
")
}
