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%\pagestyle{empty}
\begin{document}
\title{\bf A quantum pipette}
\date{}
\author{Pavel Exner}
\maketitle
\begin{center}
Nuclear Physics Institute, Academy of Sciences \\25068 \v{R}e\v{z} 
near Prague \\ and Doppler Institute, Czech Technical University, \\
B\v rehov\'a 7, 11519 Prague, \\ Czech Republic \\ {\em
exner@ujf.cas.cz} 
\end{center}
\vspace{20mm}

%DEFINITION OF THE MACROS USED
\newcommand{\ie}{{\em i.e.}}
\newcommand{\cf}{{\em cf. }}
\newcommand{\R}{I\!\!R}
\newcommand{\supp}{{\rm supp\,}}
\newcommand{\Cf}{{\em Cf. }}
\newcommand{\Ai}{{\rm Ai}}
\newcommand{\Bi}{{\rm Bi}}
\newcommand{\OO}{{\cal O}}
\newcommand{\QED}{\mbox{\rule[-1.5pt]{6pt}{10pt}}}
%END OF THE DEFINITION

\begin{quotation}
\noindent
Curved quantum waveguides are known to bind
particles. We show  that a number of charged fermions in such a trap
can be tuned by an external electrostatic field; if the latter is
slowly increased,  the bent duct can serve as a single particle
ejector.   
\end{quotation}

\section{Introduction}

Though numerous quantum phenomena can be explained by usual 
semiclassical concepts, a complete theory --- even in the case of
the nonrelativistic quantum mechanics --- is certainly deeper.
A recent illustration was provided by properties of particles 
within bent tubes or other infinitely extended regions with
Dirichlet boundaries (\ie, hard walls). It was demonstrated that
such systems exhibit isolated energy eigenvalues \cite{ES,GJ,SRW} 
despite the absence of closed trajectories (apart of the obvious 
zero--measure set) in their classical counterparts.

These bound states and related resonance effects in scattering 
\cite{DES} have attracted a considerable interest --- a list of
references can be found in the review paper \cite{DE}. It is
motivated not only by the mentioned theoretical reason, but 
rather by the fact that curved tubes (and more complicated regions
constructed of them) can model some real physical systems.

The most prominent among them are {\em quantum wires,} \ie, tiny 
strips of a very pure semiconductor material. Due to the purity 
and crystalic structure, an electron within the conductivity band 
can be regarded as a free particle of a certain effective mass.
To replace the band by a halfline and to neglect the 
effective--mass dependence on the electron momentum is certainly 
a crude approximation; nevertheless, it is good enough to reproduce 
some properties of real quantum wires.

There are other motivations to study Schr\"odinger equation in 
hard--wall tubes. A very recent one comes from the proposal to 
use {\em hollow optical fibres} as waveguides for transport of 
atoms or ions \cite{SMZ}; in view of the achievable widths of 
such ducts, quantum effects must again be taken into account.

Despite numerous investigations of quantum waveguides during 
last few years, many questions remain to be answered. This concerns,
in particular, effects of external fields. Most attention has 
been paid to magnetic fields, either perpendicular to the waveguide 
plane (\cf \cite{E1,VOK} for further references) or threaded
through the tube \cite{DJ}, or to the quantum Hall effect,
while the influence of an electric field alone remained mostly 
untreated.

One of our aims is to draw attention to the fact that 
Stark effect in non--straight tubes has a rich structure
coming from combination of the curvature--induced attractive
interaction and the electrostatic potential which is nonlinear
along the tube even if the field is homogeneous. Instead of
discussing it generally, however, we shall concentrate here
on discussion of an interesting particular case.

\section{Description of the model}

We consider a particle whose motion is confined to a curved 
planar strip $\,\Omega\,$ of a constant width $\,d\,$ as sketched 
on Figure 1. Though we have 
in mind the systems mentioned in the introduction, in general we 
shall suppose only that the particle is a fermion of a nonzero 
charge $\,q\,$. We also assume that it is under influence of
a homogeneous electric field of an intensity $\,E\;$; we denote
$\,F:=qE\,$. Without loss of generality we shall suppose in the 
following that $\,F\ge 0\,$. The operator to study is the 
corresponding Hamiltonian,
   \begin{equation} \label{Hamiltonian}
H_{\Omega}(F)\,:=\,-\Delta_D^{\Omega}+Fy\,,
   \end{equation}
where $\,-\Delta_D^{\Omega}\,$ is the Dirichlet Laplacian on 
$\,L^2(\Omega)\,$ defined conventionally as in \cite[Sec.XIII.15]{RS};
for the sake of simplicity we put $\,\hbar=2m=1\,$.
If the electric field is absent, $\,F=0\,$, the essential spectrum
of $\,H_{\Omega}(F)\,$ starts at $\,\lambda_1:=(\pi/d)^2\,$ which 
is the lowest eigenvalue of the transverse Dirichlet problem. In 
addition, it has at least one eigenvalue below $\,\lambda_1\,$ whenever
$\,\Omega\,$ is non--straight; a more precise formulation will be
given below.

%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%
%
%\caption{The model: a curved strip in an electric field}
%
%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%

What happens with these eigenvalues when the field is switched on
depends, of course, substantially on the shape of $\,\Omega\,$. We
restrict our attention here to the case when $\,\Omega\,$ is curved
within a bounded region only, and outside it is perpendicular to
the field direction. Moreover, we shall assume that the ``tilt''
of $\,\Omega\,$ is one--sided, so there are no field-induced
bound states in the corresponding classical system.

We have to put these assumptions on more mathematical terms. Following
the standard procedure \cite{DE,ES} we choose the ``lower'' boundary
of $\,\Omega\,$ as a reference curve; we call it $\,\Gamma\,$. We
also introduce the usual curvilinear coordinates: $\,s\,$ is the
arc length of $\,\Gamma\,$ and $\,u\,$ is the distance from 
$\,\Gamma\,$ (for points ``above'' the curve; it runs through the 
interval $\,[0,d]\,$). The Cartesian coordinates of the strip points 
are then given by
   \begin{equation} \label{parametrization}
x\,=\,\xi(s)-u\dot\eta(s)\,, \quad y\,=\,\eta(s)+u\dot\xi(s)\,,
   \end{equation}
where the functions $\,\xi,\eta\,$ satisfy the normalization condition 
$\,\dot\xi(s)^2\!+\dot\eta(s)^2=1\,$. One can use them to define 
the signed curvature of the reference curve,
   \begin{equation} \label{curvature}
\gamma(s)\,:=\, \dot\eta(s)\ddot\xi(s)-\dot\xi(s)\ddot\eta(s)\,.
   \end{equation}
The latter determines in turn the curve $\,\Gamma\,$ uniquely up 
to Euclidean transformations of the plane: we have 
\begin{equation} \label{inverse transformation}
\xi(s)\,=\, \int_0^s \cos\beta(s_1)\,ds_1\,, \quad 
\eta(s)\,=\, \int_0^s \sin\beta(s_1)\,ds_1\,, 
\end{equation} 
where $\,\beta(s_2,s_1):= -\int_{s_1}^{s_2} \gamma(s)\,ds\,$ is 
the bending angle of $\,\Gamma\,$ between the points $\,s_1\,$ and 
$\,s_2\;$ (in distinction to \cite{E1,ES} we choose it to be
anticlockwise positive), and $\,\beta(s):=\beta(s,0)\;$; 
the non--uniqueness has
been removed by choosing the reference frame in such a way that 
$\,\xi(0)= \eta(0)= \dot\eta(0)=0\,$ and $\,\dot\xi(0)=1\,$. 

We adopt several general regularity assumptions, namely
   \begin{description}
   \item{\em (r1)} $\;\gamma\in L^1_{loc}(\R)\,$,
   \item{\em (r2)} $\;a\Vert\gamma\Vert_{\infty}<1\,$,
   \item{\em (r3)} $\;\Omega\,$ is not self--intersecting,
   \item{\em (r4)} $\;\gamma\,$ is piecewise $\,C^2\,$ with
$\,\dot\gamma,\, \ddot\gamma\,$ bounded.
   \end{description}
Among them, {\em (r2)} is needed to ensure that the other boundary 
of the strip is also smooth, while {\em (r4)} represents a 
strengthening of {\em (r1)}. Under {\em (r1)}--{\em (r3)}, one
can rewrite $\,H_{\Omega}(0)\,$ as the Laplace--Beltrami operator
on $\,L^2(\R\times[0,d],\, g^{1/2} ds\,du\,)\,$, where 
$\, g^{1/2}(s,u):= 1+u\gamma(s)\;$ \cite{DE,ES}; the potential
part of (\ref{Hamiltonian}) can be easily expressed in terms of
the curvilinear coordinates by means of (\ref{parametrization}) 
and (\ref{inverse transformation}). If the assumption {\em (r4)} is
also valid, one can remove the Jacobian, \ie, to use the unitary
operator $\,U:\:L^2(\Omega)\to L^2(\R\times[0,d])\,$ defined by
\begin{equation} \label{straightening}
(U\psi)(s,u)\,:=\, (1+u\gamma(s))^{1/2}\psi(x,y)\,.
\end{equation}
The operator resulting from this transformation, which by abuse of
notation we will also denote as  $\,H_{\Omega}(F)\,$, has the 
following form:
   \begin{equation} \label{Hamiltonian2}
H_{\Omega}(F)\,=\,-\partial_s\, (1+u\gamma(s))^{-2}\, \partial_s\,-\,
\partial_u^2 \,+\,V_F(s,u)\,, 
   \end{equation}
where
   \begin{eqnarray} \label{effective potential}
V_F(s,u) &\!=\!& V_0(s,u)\,+\, F\int_0^s \sin\beta(s_1)\,ds_1\,+\, 
Fu\,\cos\beta(s) \nonumber \\ \\
V_0(s,u) &\!=\!& -\,\frac{\gamma(s)^2}{4(1+u\gamma(s))^2}\,+\,
\frac{u\ddot\gamma(s)}{2(1+u\gamma(s))^3}\,-\, 
\frac{5}{4}\,\frac{u^2\dot\gamma(s)^2}{(1+u\gamma(s))^4}\,.
\nonumber 
   \end{eqnarray}

After this preliminary, we can formulate the special assumptions of
our model which we have sketched above:
   \begin{description}
   \item{\em (s1)} $\;\gamma\neq 0\,$ with $\,\supp\gamma\in 
[0,s_0]\,$ for some $\,s_0>0\,$,
   \item{\em (s2)} $\;\int_0^{s_0} \gamma(s)\,ds=0\,$,
   \item{\em (s3)} $\;\beta(s)\in [0,\pi]\,$ for $\,s\in[0,s_0]\,$.
   \end{description}

\section{Existence of bound states}

Let $\,N(F):= N(H_{\Omega}(F))\,$ be the number of bound states of
$\,H_{\Omega}(F)\,$, \ie, the number of its isolated eigenvalues 
counting their multiplicity. Since $\,H_{\Omega}(F)\ge H_{\Omega}(F')\,$
holds obviously for $\,F\ge F'\,$, all eigenvalues are by the minimax 
principle nondecreasing functions of $\,F\,$. This does not mean
automatically, however, that $\,N(\cdot)\,$ is monotonous, because
we count the eigenvalues below $\,\inf\sigma_{ess}(H_{\Omega}(F))= 
\inf\sigma(h_u(F))\,$, where $\,h_u(F):= -\partial_u^2 +Fu\,$ with 
the Dirichlet condition at $\,u=0,d\,$, and the latter is also
increasing. On the other hand, a strong enough field destroys all bound 
states.
\vspace{3mm}

\noindent
{\bf Theorem:} \quad Assume {\em (r1)}--{\em (r3)} and 
{\em (s1)}--{\em (s3)}. Then
   \begin{description}
   \item{\em (a)} $\,N(0)\ge 1\,$. If, in addition {\em (r4)} is
valid and $\;\int_0^{s_0} |\gamma(s)|\,ds\,$ is small enough, 
$\,H_{\Omega}(0)\,$ has just one bound state, $\,N(0)=1\,$.
   \item{\em (b)} There is a positive $\,F_0\,$ such that $\,N(F)=0\,$  
for all $\,F\ge F_0\,$.
   \end{description}
\vspace{3mm}

\noindent
{\em Proof:} \quad (a) \Cf \cite{GJ} and \cite[Secs.2, 4]{DE}. \\
(b) The idea is to estimate $\,H_{\Omega}(F)\,$ from below by an
operator $\,\tilde H(F)\,$ in such a way that the threshold of
the essential spectrum is preserved, $\,\inf\sigma_{ess}(H_{\Omega}(F))
=\inf\sigma_{ess}(\tilde H(F))\,$. In that case $\,N(F)\le \tilde N(F)
:= N(\tilde H(F))\,$ so it is sufficient to choose  $\,\tilde H(F)\,$ 
which would have $\,\tilde N(F)=0\,$ for $\,F\,$ large enough.

%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%
%
%\caption{The definition of $\,\tilde H(F)\,$. The full and dotted lines
%represent Dirichlet and Neumann boundaries, respectively.}
%
%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%

The estimating operator is constructed in the way sketched on Figure 2.
We cut the straight tube in left halfplane by an additional Neumann 
boundary. Furthermore, we deform $\,\Gamma\,$ to the right of the
origin and close the obtained region by another Neumann boundary to
a rectangle of sides $\,a,\,b\;$; this is always possible under the
assumptions {\em (s1)}--{\em (s3)}. Finally, the upper boundary in 
the right halfplane is not important; we may remove it at all. We 
denote the operators $\,-\Delta+Fy\,$ in these regions with the 
appropriate boundary conditions as $\,H_j(F),\: j=1,2,3\,$, and define 
$\,\tilde H(F):= H_1(F)\oplus  H_2(F)\oplus  H_2(F)\,$.

By the bracketing principle \cite[Sec.XIII.15]{RS}, $\;H_{\Omega}(F)
\ge \tilde H(F)\,$, so it remains to check that $\,\tilde H(F)\,$ 
has the other required properties. Obviously, $\,\inf\sigma(H_3(F))
\ge Fb\,$. To estimate the bottom of the spectra of $\,H_1(F),\, 
H_2(F)\,$, we need to solve the transverse ($\,y$--direction) problem.
Its eigenfunctions are linear combinations of the fundamental 
solutions
   \begin{equation} \label{fundamental solutions}
u_{\lambda}(y)\,:=\, \Ai\left(F^{1/3}\left(y-{\lambda\over F} 
\right)\right)\,,
\quad v_{\lambda}(y)\,:=\, \Bi\left(F^{1/3}\left(y-{\lambda\over F} 
\right)\right)\,,
   \end{equation}
and the spectral conditions read
   \begin{equation} \label{spectral conditions}
u_{\lambda}(0)v_{\lambda}(d)- u_{\lambda}(d)v_{\lambda}(0)=0\,,
\quad u_{\lambda}(0)v'_{\lambda}(b)- u'_{\lambda}(b)v_{\lambda}(0)=0
   \end{equation}
in the first and the second region, respectively. Introducing the 
parameters $\,\eta:= F^{-1/3}\,$ and $\,\delta:=a_1+\lambda F^{-2/3}\,$,
where $\,a_1\approx -2.33\,$ is the first zero of $\,\Ai\,$ and using 
asymptotic properties of the Airy functions \cite{AS}, we find from 
(\ref{fundamental solutions}) and (\ref{spectral conditions}) that 
the lowest eigenvalue is in the first case given by
   \begin{equation} \label{lambda}
\lambda_1(F)\,=\, F^{2/3}\, \left\lbrack -\,a_1\,+\, 
c_1\, e^{-(4/3)d^{3/2}\sqrt F} (1+\OO(F^{-1/2})) \right\rbrack\,,
   \end{equation}
where $\,c_1:=\,-\,{\Bi(a_1)\over 2\Ai'(a_1)}\,\approx 0.325\,$. The
spectrum of $\,H_1(F)\,$ is then purely continuous and starts from 
$\,\lambda_1(F)\,$. On the other hand, the spectrum of $\,H_2(F)\,$ 
is purely discrete, the lowest eigenvalue being obtained in a similar
way as
   \begin{equation} \label{mu}
\mu_1(F)\,=\,\left(\pi\over 2a\right)^2\,+\, 
F^{2/3}\, \left\lbrack -\,a_1\,-\, 
c_1\, e^{-(4/3)b^{3/2}\sqrt F} (1+\OO(F^{-1/2})) \right\rbrack\,.
   \end{equation}
Hence for all $\,F\,$ large enough, $\,\lambda_1(F)\le \min\{\mu_1(F), 
Fb\}\,$, so the bottom of the spectrum of $\,\tilde H(F)\,$ is determined
by that of $\,H_1(F)\,$. Since the latter has no eigenvalues, we arrive 
at the sought conclusion.   \quad \QED

\section{Thin strips: a semiclassical estimate}

The above general result yields only a very rough estimate of the critical
field strength $\,F_0\,$ and it says nothing about the behaviour of the
function $\,N(\cdot)\,$ in the interval $\,[0,F_0]\,$. To get a better 
idea, we shall discuss in this section on a heuristic level the case
of a thin strip, $\,d\|\gamma\|_{\infty}\ll 1\,$. We shall suppose that
the curvature $\,\gamma\,$ is smooth enough, so that we can replace
$\,H_{\Omega}(F)\,$ by the unitarily equivalent operator 
(\ref{Hamiltonian2}). If the strip is thin, the problem can be then reduced
to discussion of the one--dimensional Schr\"odinger operator
   \begin{equation} \label{thin Hamiltonian}
H(F)\,:=\,-\partial^2_s\,+\,V_F(s)\,:=\,
-\partial^2_s\,-\,{1\over4}\,\gamma(s)^2\,+\, 
F\int_0^s \sin\beta(s_1)\,ds_1\,
   \end{equation}
on $\,L^2(\R)\,$, which is the leading term in the projection of the 
operator $\,H_{\Omega}(F)\,$ onto the lowest transverse mode with the 
corresponding contribution $\,\lambda_1:=(\pi/d)^2\,$ to the energy 
subtracted --- for details see \cite[Sec.5]{DE}.

The number of bound states in the curved strip can be estimated 
semiclassically: denoting $\,\tilde V_F(s):= \min\{0,V_F(s)\}\,$ 
and $\,\tilde p_F(s):= \sqrt{-\tilde V_F(s)}\,$, we have
   \begin{equation} \label{semiclassical N}
N(F)\,\approx\, {1\over\pi}\, \int_0^{s_0} \tilde p(s)\,ds\,.
   \end{equation}
The estimate makes certainly sense as long as the phase space 
allowed for the classical motion is large enough. We know
that it fails if the field is absent and the strip is only slightly
curved, because then $\,N(0)=1\,$ for an arbitrarily small 
non--zero $\,\gamma\,$.
On the other hand, if $\,N(0)\gg 1\,$ we can still use it to 
assess the critical field value $\,F_0\,$, because the property
of one--dimensional Schr\"odinger operators on which the above claim
is based requires the potential to decay fast enough at infinity
\cite{BGS} which is certainly not true for $\,F\neq 0\,$ when the
asymptotics on the two sides are different. 

The right side of the relation (\ref{semiclassical N}) is a decreasing 
function of $\,F\,$ and $\,\lim_{F\to\infty} N(F)=0\,$ in accordance 
with the general result discussed above. As an illustration, consider 
the following particular case:


%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%
%
%\caption{A strip with alternative bends for $\,\beta=\pi\,$ and
%$\,N=2\,$.}
%
%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%

\noindent
{\bf Example:} \quad Suppose that the waveguide has $\,2N\,$ bends 
of alternating orientation, each of them of radius $\,R\,$ and 
angle $\,\beta\;$ (\cf Figure 3). Then $\,s_0=2N\beta R\,$ and 
$\,V_0(s)= -(2R)^{-2}$, so $\,N(0)\approx {N\beta\over\pi}\,$ and 
the estimate can be used as long as the number of bends $\,N\gg 
{\pi\over\beta}\,$. Using the parametrization (\ref{parametrization}), 
we find easily
$$
y(s)= \left\lbrace \begin{array}{lll}
2nR(1\!-\!\cos\beta)+R\left(1\!-\!\cos\left(s-2n\beta R\over R \right)\right)
& \dots & s\in(2n\beta R,(2n\!+\!1)\beta R) \\ \\
2(n\!+\!1)R(1\!-\!\cos\beta)-R\left(1\!-\!\cos\left(2(n+1)\beta R-s\over R 
\right)\right) & \dots & s\in((2n\!+\!1)\beta R,(2n\!+\!2)\beta R) \\
\end{array}\!\!\! \right.
$$
Hence $\,y(\cdot)\,$ is a sum of two functions, a linear and a 
periodic one. For the purpose of an estimate we neglect the oscillating
part; this yields
$$
V_F(s)\,\approx\, {2Fs\over\beta}\, \sin^2{\beta\over 2}\,-\, 
{1\over 4R^2}
$$
so performing the integration in (\ref{semiclassical N}), we get
\begin{equation} \label{N example}
N(F)\,\approx\, \left\lbrace \begin{array}{lll}
{\beta\over 24\pi FR^3 \sin^2{\beta\over 2}} \left\lbrack
1-\left(1\!-\!16NFR^3 \sin^2{\beta\over 2}\right)^{3/2}
\right\rbrack & \dots & 0<F\le \left(16NR^3 \sin^2{\beta\over 2} 
\right)^{-1} \\ \\
{\beta\over 24\pi FR^3 \sin^2{\beta\over 2}} & \dots & F\ge 
\left(16NR^3 \sin^2{\beta\over 2} 
\right)^{-1} \end{array} \right.
\end{equation}
The result is shown on Figure 4. Using it, we can estimate the field
values at which the number bound states in the trap changes by one.
In particular, the critical value at which the last bound state 
is absorbed in the continuum is
\begin{equation} \label{F_0 example}
F_0\,\approx\, {\beta\over 24\pi R^3 \sin^2{\beta\over 2}}\,.
\end{equation}

%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%
%
%\caption{The estimate of the bound state number, $\,{\rm Int\,}
%N(F)\,$, in the example for $\,\beta=\pi\,$ and $\,N=5\,$}
%
%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%

\section{Conclusions}

The existence of curvature--induced bound states means that bent 
quantum waveguides can serve as traps for particles which --- 
as a result of a suitable cooling process --- occupy these 
localized states. This is true anytime the waveguide model
used here allows for a reasonable description of a quantum system,
for instance, in the situations mentioned briefly in the 
introduction.

For the purpose of the present paper we disregard, of course, 
interactions between particles which should be taken into account 
if two or more states of the trap are occupied. In analogy with
artificial atoms based on quantum dots \cite{Y} one expects the 
simple--minded semiclassical estimate of the preceding section
should be in a more realistic treatment replaced by a sort of
Thomas--Fermi theory.

The main conclusion of the above discussion is that an electrostatic
field can be used to control the number of particles contained in
the waveguide with a one--sided tilt. If all the states of the 
trap are occupied and the field intensity is changing adiabatically,
at certain values the highest excited state disappears in the continuum
and the particle which has occupied it is ejected into the ``lower''
straight duct. This mechanism may provide a possible source which 
would produce single particles at an experimentalist's will as 
indicated in the title.

\vspace{5mm}

\noindent
{\bf Acknowledgment.} The work has been partially supported by the 
Grants AS No.148409 and GA CR No.202--93-1314.

\begin{thebibliography}{article}
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   \vspace{-.8em}
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J. Yngvason: Asymptotics of natural and artificial atoms in strong 
magnetic fields, {\em a talk at the  XIth Congress of IAMP}, Paris, 
July 1994.

\end{thebibliography}

\newpage

\section*{Figure captions}

   \begin{description}
   \item{\bf Figure 1\quad} The model: a curved strip in an electric field
   \item{\bf Figure 2\quad} The definition of $\,\tilde H(F)\,$. The full and dotted lines
represent Dirichlet and Neumann boundaries, respectively.
   \item{\bf Figure 3\quad} A strip with alternative bends for
$\,\beta=\pi\,$ and $\,N=2\,$.
   \item{\bf Figure 4\quad} The estimate of the bound state number, $\,{\rm Int\,}
N(F)\,$, in the example for $\,\beta=\pi,\; R=0.5\,$, and $\,N=5\,$.
   \end{description}

\end{document}

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