ш
I
X
Q| ^(*|ак и их вывод после ускорении) не представляет су-ЗГ_ ществ, техн. трудности и требует лишь согласования параметров вводимого пучка с параметрами ускорителя. В нек-рых циклич. ускорителях (фазотронах^ циклотронах), в к-рых ускорение начинается с очень малых энергии, источник ионов находится непосредственно внутри ускорит, камеры (в ее центре), что также снимает проблему И. В большинстве же циклич, ускорителей лучок частиц вводится в рабочую область ускорителя извне, из инжектора. Расположение пучка вблизи равновесной орбиты достигается включением на время И, спец. отклоняющей системы. Система И. рассчитывается так, чтобы обеспечить наиб, плотное заполнение частицами рабочей области ускорителя. Простейшая система И, ≈ одеооборотная, при к-рой время И. не превышает времени оборота частиц в ускорителе. Для повышения интенсивности ускоряемого пучка часто применяют многооборотную И. (в течение неск. периодов обращения частицы) или многократную И. (в течение неск. циклов работы бустера). £. л. Бурштейн.
ИНЖЕКЦИЯ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА ≈ увеличение концентрации носителей заряда в полупроводнике (диэлектрике) в результате переноса носителей током из областей с повыш. концентрацией (металлич. контактов, гетеропереходов) под действием внеш. электрич, поля. И. н. з. приводит к нарушению термодинамич. равновесия электронной системы в полупроводнике. Инжектированные носители обычно термализуются за время, малое по сравнению со временем жизни носителей, так что нарушенным оказывается лишь концентрационное равновесие (см. Квазиуровни, Ферми) .
Инжекция осн. носителей происходит, напр., при подаче обратного смещения на р ≈ я-переход, если у катода имеется слой, обогащ╦нный QCH. носителями (см. Контактные явления в полупроводниках). При этом в образце появляется пространств, заряд, препятствующий дальнейшему поступлению носителей из обогащ╦нного слоя. Плотность / стационарного тока определяется условием, что падение напряжения внутри образца, обусловленное пространств, зарядом, уравновешивается внеш. напряжением U (закон М о т-
т а):
/≈
9
Здесь а0 ≈ электропроводность образца в отсутствие И. Б. з., и ≈ подвижность инжектированных носителей, т≈ е/4л;ст0 ≈ время релаксации, е ≈ диэлектрич. проницаемость, L ≈ длина образца в направлении тока. Линейный закон Ома переходит в квадратичный закон Мотта при гпр~т, где гпр=£а/М-^ ≈ время прол╦та носителей между электродами. При большом приложенном напряжении (1) опять переходит в закон Ома, но с гораздо большей электропроводностью. При этом образец заполняется инжектированными носителями с практически постоянной по объ╦му концентрацией, равной граничной концентрации »гр в обогащ╦нном слое в отсутствие тока. Установление омического режима происходит, когда fnp становится сравнимым с т=е/4п;^|лгггр.
При наличии в образце т. н. ловушек (см. Захват носителей заряда) с концентрацией, превышающей концентрацию осн. носителей, инжектированные носители сначала почти все захватываются ловушками и концентрация носителей в образце практически не увеличивается. Это приводит к удлинению первого оми-яеского участка вольт-амперной характеристики (В АХ) и резкому скачку в конце его (заполнение всех ловушек), за к-рым следует квадратичный участок RAX.
Двойная (биполярная) и и ж е к ц и я осн.
носителей возникает, когда электроны и дырки инжек-
тируются с противоположных электродов и движутся
навстречу, Т. к. они могут нейтрализовать друг друга,
4 ЛО то ток ограничивается лишь рекомбинацией носителей
14с заряда п обычно гораздо больше тока монополярной
И. н. з. в том же кристалле. Захват носителей ловушками при двойной инжекции может приводить к появлению отрицательного дифференциального сопротивления (S -образной В АХ).
Инжекция неосновных носителей происходит при подаче прямого смещения на р ≈ п-переход, гетеропереход или контакт металл ≈- полупроводник вследствие уменьшения разности потенциалов на контакте. Инжектированные неосновные носители проникают в полупроводник на глубину, определяемую рекомбинацией; она по порядку величины совпадает с диффузионной длиной в слабых внеш. полях н с дрейфовой дли-пой (см. Дрейф носителей заряда) Е СИЛЬНЫХ НОЛЯХ. Инжекция неосновных носителей лежит в основе действия полупроводникового диода, транзистора и др, полупроводниковых приборов. Изучение стационарных и переходных процессов И. н. з. позволяет исследовать подвижности носителей, а также определить концентрации, энергетич. положения и сечения захвата примесных центров в высокоомных полупроводниках и диэлектриках. Прохождение ияжекционных токов является одним из механизмов переноса заряда в тонких диэлектрич. пл╦нках.
Лит,: Л а м П е р т М., Марк П., Инжекционные токи в твердых телах, пер. с англ., М,, 1973; Бонч-Бруе-в и ч В. Л., Калашников С. Г., Физика полупроводников, М., 1977; Адирович Э. И., КарагеоргнЙ-Алкалаев П. М., Лейдериан А. К)., Тони дяой-ной инжекции в полупроводниках. М., 1978. Э. М. Эпштейн.
ИНКЛЮЗИВНОЕ СЕЧЕНИЕ ≈ сечение инклюзивного процесса. Обычно измеряют дифференц. сечение процесса ab-*-cX образования частицы с, импульс к-рой р и энергия £, в интервале dpjS при соударения частиц а и b, £da/dp (X ≈ совокупность остальных вторичных частиц реакции). Эта величина инвариантна относительно продольных преобразований Лоренца и зависит от тр╦х переменных, например £da/dp=
≥/(s» Pj_ , Р[|)» гДе Vя ≈ полная энергия первичных частиц в системе центра инерции (с. ц. и.) [1, 2], а р, и р}] ≈перпендикулярная и параллельная компоненты импульса частицы с относительно оси соударения. Этот набор переменных обычно используется при изучении процессов фрагментации первичных частиц в
^ **
лао. системе координат или в системе покоя падающей частицы. Для изучения масштабной инвариапт-пости. множеств, процессов используют также переменные
х~Р^\ И'/рЦанс и P_L' Где р?1" и ^ ный и макс, импульсы частицы с
переменных gdc/df) = (£ц> и'/яр2анс) энергия в с. ц. и.). Для сравнения данных, полученных в разных системах отсч╦та» обычно используют переменные р . и т. н. продольную быстроту частицы
!/=1/2 In E(£+P LI )/(^~Р|| )1 (в системе единиц Й=с=1).
м ||
В этом случае £da/dp= (i/yt)dza/dydp^ , прич╦м форма
распределения частиц по у не меняется при переходе от одной системы к другой. При исследовании дифракц. процессов (.г-к!) часто используют квадрат переданного 4-импульса г~-= (ръ~Рс)2 или *= (Ра≈Рс)2 и квадрат недостающей массы Л/х= (РЛ~^РЬ≈Рс)2 (р/ ≈ 4-импульс частицы г); в этих переменных
я
в
≈ параллель-С. Ц. и,; в этих
"∙
В опытах с электронными методами регистрации частиц дифференц. И. с. выражается через импульс р частицы и телесный угол Q, (£/p2)dze/dpdQ (<∙/!? ≈ ≈ sin ftdtfdtp, ft, 9 ≈ полярный и азимутальный угли). Применяют и др. переменные, связанные с предполагаемым механизмом рождения частицы с [1, 3].
Полное И, с. сгинкл по определению равно:
о
инкл
ACT (ft),
гдо o(k) ≈ полное сечение образования А частиц с. Если определить ср. число частпц с, образующихся в неупру-
