|
|
@@ -543,7 +543,7 @@ FDTD расчёт потока энергии вёлся в ближнем по
|
|
|
приведённых параметров основным отличием является}} диаметр зёрен золота для образцов отличается чуть более, чем в два раза. И при этом, интенсивность излучения для образцов
|
|
|
отличается в $\sim$37 раз.
|
|
|
|
|
|
-Основным эффектом, определяющим интенсивность эмиссии фотонов, является протекание туннельного тока. При этом регистрируемое изменение от образца к образцу может быть связано как с изменением самого тока, так и с различной эффективностью вывода излучения из туннельного зазора \commentA{(фактором Парселла) [Purcell E. M. Spontaneous emission probabilities at radio frequencies //Confined Electrons and Photons. – Springer, Boston, MA, 1995. – С. 839-839]}.
|
|
|
+Основным эффектом, определяющим интенсивность эмиссии фотонов, является протекание туннельного тока. При этом регистрируемое изменение от образца к образцу может быть связано как с изменением самого тока, так и с различной эффективностью вывода излучения из туннельного зазора \commentA{(фактором Парселла) \cite{purcell1995spontaneous}}.
|
|
|
|
|
|
Численное моделирование, результаты которого представлены выше, позволяет утверждать следующее:
|
|
|
\begin{itemize}
|
|
|
@@ -568,9 +568,9 @@ FDTD расчёт потока энергии вёлся в ближнем по
|
|
|
\commentA{
|
|
|
Как известно, величина \comment {плотности} туннельного тока экспоненциально зависит от величины туннельного зазора, причем в показателе экспоненты стоит длина затухания волновой функции электрона в изолятор:
|
|
|
$\kappa^{-1} = [2m(eV_b-\varepsilon_{F})]^{-1/2}$
|
|
|
-[Harrison W. A. Tunneling from an independent-particle point of view //Physical Review. – 1961. – Т. 123. – №. 1. – С. 85.]. Здесь $m$ -- масса электрона, $\varepsilon_{F}$ -- энергия Ферми электрона в проводнике. При этом максимальный ток достигается в случае нулевого зазора, то есть при коротком замыкании.
|
|
|
+\cite{harrison1961tunneling}. Здесь $m$ -- масса электрона, $\varepsilon_{F}$ -- энергия Ферми электрона в проводнике. При этом максимальный ток достигается в случае нулевого зазора, то есть при коротком замыкании.
|
|
|
|
|
|
-В работе [Krylov M. V., Suris A. Electron tunneling through layers with statistically rough surfaces //Zh. Eksp. Teor. Fiz. – 1985. – Т. 88. – С. 2204-221.] показано, что туннельный ток (равно как и ток короткого замыкания) между двумя металлическими поверхностями прямо пропорционален площади эффективного контакта $S$. В случае, когда одна из поверхностей имеет вид островковой пленки с характерными высотой островка $a$ и полушириной $b$ оказывается, что $S \propto (b / \kappa a)^2 = (\kappa A)^{-2}$, где $A=a / b$ - аспектное отношение островка пленки золота.
|
|
|
+В работе \cite{krylov1985electron} показано, что туннельный ток (равно как и ток короткого замыкания) между двумя металлическими поверхностями прямо пропорционален площади эффективного контакта $S$. В случае, когда одна из поверхностей имеет вид островковой пленки с характерными высотой островка $a$ и полушириной $b$ оказывается, что $S \propto (b / \kappa a)^2 = (\kappa A)^{-2}$, где $A=a / b$ - аспектное отношение островка пленки золота.
|
|
|
|
|
|
На Рис.~\ref{risIslands} на примере образцов №2, №3 и №5 схематично показано, что эффективная площадь контакта растет как с уменьшением высоты островка ($\kappa a$), так и с увеличением его диаметра $b$. Следует отметить, что такая модель вполне корректна, пока размеры островков достаточно малы в сравнении с радиусом зонда. В случае же, когда поверхность становится гладкой (как в случае образца кристаллического золота), доминирующий вклад в площадь контакта привносит форма самого зонда.
|
|
|
|
Vitaliy