Электронно-дырочные гетеропереходы и их отличия от гомопереходов. Гетеропереходы на твердых растворах: свойства и применение в оптоэлектронике

Размещено на http://www.allbest.ru/

Министерство образования и науки российской федерации

ФБГОУ ВПО "Калужский государственный университет

им. К.Э. Циолковского"

Физико-технический институт

Контрольная работа

"Электронно-дырочные гетеропереходы и их отличия от гомопереходов. Гетеропереходы на твердых растворах: свойства и применение в оптоэлектронике"

Выполнил: А.А. Суханов

Калуга, 2015

ЦИКЛОТРОННЫЙ РЕЗОНАНС - резонансное поглощение электромагнитной энергии электронными проводниками (полупроводниками, металлами), помещёнными в постоянном магнитном поле, на частотах, равных или кратных циклотронной частоте носителей заряда (электронов и дырок). Ц.р. (по старой терминологии - диамагнитный резонанс) предсказан Я.Г. Дорфманом в 1951 и P. Б. Динглем в 1952, экспериментально обнаружен Ч. Киттелем (Ch. Kittel) с сотрудниками в 1953.

Явление Ц. р. может быть объяснено на основе законов классической физики. Носители заряда в постоянном магнитном поле H движутся по спирали с осью вдоль H. В плоскости, перпендикулярной H, движение является периодическим с циклотронной частотой:

где е-заряд, тс - величина, наз. циклотронной массой носителей заряда. Очевидно, с той же частотой wc, поворачивается вектор скорости частицы u. Если при этом частица находится в периодическом электрическом поле E(t)с частотой w. то энергия, поглощаемая ею в единицу времени, равная eEu, также оказывается периодической функцией времени с разностной угловой частотой (wc - w). С той же частотой (wс - w) меняются радиус спирали и кинетическая энергия носителя. При w = wс. носитель движется по раскручивающейся спирали и поглощаемая мощность возрастает. Рассеяние носителей заряда в твёрдом теле ограничивает это возрастание: при w = wс поглощаемая мощность имеет максимум, если рассеяние является достаточно слабым. Последнее условие сводится к требованию, чтобы носитель успевал сделать много оборотов по спирали за время т релаксации импульса носителя (время между двумя актами рассеяния). Это приводит к условию наблюдения циклотронного резонанса:

Описанная картина Ц. р. пригодна для достаточно слабого поля H, в к-ром можно пренебречь квантованием кинетической энергии поперечного (относительно H) движения носителей. Квантование отсутствует, если

где T-абс. температура. Ц. р. в таких полях наз. классическим.

В противоположном случае (), в т. н. квантующем магнитном поле (см. Гальваномагнитные явления), адекватным является описание Ц. р. на квантовом языке. В полях H, для которых , носители заряда находятся на нулевом уровне Ландау (в случае невырожденных носителей). Под действием электрического поля электромагнитной волны E(t)носители переходят с нулевого уровня Ландау на первый,

что приводит к поглощению электромагнитной энергии, которая имеет максимум на частоте, при которой энергия кванта излучения равна расстоянию между соседними уровнями Ландау: . Максимум отчётливо выражен, если уширение уровней Ландау, обусловленное временем релаксации т, мало по сравнению с расстоянием между ними:

Циклотронный резонанс в полупроводниках

Циклотронный резонанс - важный метод исследования полупроводников. Он даёт возможность определить закон дисперсии носителей заряда (р) (р - квазиимпульс носителей), знак заряда носителей, эффективную. массу, концентрацию, времена жизни; позволяет изучить механизм рассеяния носителей заряда, разогрев носителей переменным полем и др. (см. ниже). Преимуществом Ц. р. по сравнению с др. методами является его избирательность - возможность подбором частоты выделить определённую группу носителей в полупроводнике.

Ц. р. в полупроводниках наблюдается на частотах 1010-1012 Гц в полях 1 -100 кЭ. T. к. концентрация носителей заряда мала (обычно не превосходит 1014- 1015 см-3), то электромагнитные волны проникают в образец на большую глубину, значительно превосходящую диаметры орбит электронов (порядка мкм). T. о., носители движутся в однородном электрическом поле, и Ц. р., как правило, наблюдается только при w = wс

Определение эффективной массы носителей. В простейшем случае изотропного квадратичного закона дисперсии носителей изоэнергетическая поверхность (p) = -сфера. Определение частоты wс позволяет найти скалярную эффективную массу носителей т, которая совпадает с циклотронной массой тс. В случае более сложных законов дисперсии эффективная масса отличается от циклотронной массы. Для эллипсоидальных изоэнергетических поверхностей тс зависит только от направления H, что позволяет определить гл. значения тензора эффективных масс. Напр., для электронов в Ge (кубическая симметрия) изоэнергетическая поверхность - совокупность 4 сфероидов (двухосных эллипсоидов), оси вращения которых направлены вдоль диагоналей куба, т.е. кристаллографических осей. В этом случае циклотронная частота

где w | = |е|Н/т | с; q - угол между полем H и осью [111]; m||, m | -продольная и поперечная эффективность массы. Если H лежит в плоскости, то 2 из 4 сфероидов имеют одинаковый угол q, т. е. одинаковые wc, и при произвольном q для электронов наблюдается 3 пика Циклотронного резонанса (рис. 1). циклотронный магнитный резонанс

Рис. 1. Циклотронный резонанс в Ge при wc/2p = 24 ГГц, T= 4,2 К; H направлено в плоскости под углом 600 к кристаллографической оси.

Поворачивая кристалл в поле H, можно определить зависимость mс(q) (рис. 2). Выбрав 2 значения для двух q, можно определить m|| и m | .

Для изоэнергетических поверхностей более сложной формы, чем эллипсоидальная, wс оказывается зависящей не только от ориентации поля H. но и от проекции рH квазиимпульса носителей на направление H. В этом случае возникает разброс wc, и максимум поглощения наблюдается при некотором среднем значении -wc. Разброс по величине рH имеет место для тяжёлых дырок в Ge и Si и электронов в InSb.

Рис. 2. Зависимость циклотронной массы электронов в Ge для магнитного поля H, лежащего в плоскости кристалла, от угла q между H и осью, лежащей в той же плоскости (m0 - масса свободного электрона); T=4,2 K.

На рис. 3 показана зависимость тс(q)для лёгких (скалярная эффективная масса) и тяжёлых дырок в Ge. Для анизотропного закона дисперсии Ц. р. возможен и при E(t)||H. Для неквадратичного закона дисперсии тс может зависеть и от энергии носителя.

В классическом случае тс не зависит от величины H. В квантующем поле это справедливо только для сферической или эллипсоидальной изоэнергетической поверхностей. Для более сложных изоэнергетических поверхностей спектр Ц. р. усложняется и тс может оказаться зависящей от H. Для вырожденных зон возникает сложный неэквидистантный спектр уровней Ландау, вид которого существенно зависит не только от направления H, но и от величины рH.

Рис. 3. Зависимость циклотронных масс дырок в Ge при T= 4,2 К для поля H, лежащего в плоскости кристалла от угла q между H и осью.

Определение знака заряда носителей. В классическом Циклотронном резонансе вблизи резонанса |w -wс|t<=1 мощность P(w), поглощаемая в единице объёма полупроводника в плоскополяризованном поле E(t), равна

Здесь E0-амплитуда электрического поля, п()-концентрация носителей. Ф-ла (5) относится к случаю скалярной массы. В случае круговой поляризации волны в зависимости от знака заряда носителя интенсивное поглощение испытывает волна с правым или левым направлением вращения. На этом основан метод определения знака заряда носителей.

Форма и ширина линии. В случае классическая Ц. р. полуширина dwc линии Ц. р., обусловленная рассеянием, зависит от ср. энергии носителей :

При низких температурах существенно рассеяние на примесных атомах и акустических фононах. Связь полуширины линии Ц. р. в единицах магнитного поля dHс обратным временем релаксации т-1 выражается соотношением

где Hp - значение H, отвечающее точному резонансу. В слабых полях (при отсутствии вырождения носителей) ср. энергия носителей определяется распределением Больцмана: =(3/2)kT. В области низких T для легированного полупроводника dН не зависит от температуры (рис. 4), что соответствует рассеянию на нейтральных примесях. В области высоких темп-р dHT 3/2, что отвечает рассеянию на акустических фононах. Линия классических Ц. р. в слабых электрических полях практически всегда имеет лоренцеву форму. Площадь, огибаемая контуром спектральной линии Ц. р., содержит информацию о концентрации носителей и, следовательно, об их времени жизни, если носители не являются равновесными.

В случае сложных неэллипсоидальных изоэнергетических поверхностей наряду с уширением линии Ц. р. из-за процессов рассеяния (однородное уширение) возникает также т. н. неоднородное уширение. связанное с зависимостью тс от рH и и с возникающим из-за этого разбросом wc (см. выше).

Ширина линии квантового Ц. р. Под действием электрического поля E(t) | H возникает суперпозиция состояний нулевого и первого уровней Ландау. Это приводит к появлению плотности тока в образце j(t) | H. Процессы затухания (релаксации) этого тока и определяют ширину линии Ц. р. Если эту релаксацию можно описать с помощью некоторого эффекта времени релаксации, то выражение для поглощаемой мощности (5) сохраняет силу. При этом под энергией следует понимать кинетическую энергию движения носителей вдоль H, а под п() - концентрацию носителей на нулевом уровне Ландау. Время т можно ввести для упругого рассеяния на примесных центрах и для рассеяния на акустических фононах в двух предельных случаях - квазиупругого рассеяния, если энергия акустического фонона ()1/2"kT, и неупругого рассеяния в случае "kT(s-скорость звука). В этом случае т -1представляет собой полусумму обратных времён жизни носителя в состояниях нулевого и первого уровней Ландау. Существующий вклад в ширину линии квантового Ц.р. может давать уширение, связанное с изменением энергетического спектра носителей вследствие взаимодействия с рассеивателями.

В двумерных системах - инверсионных слоях и квантовых ямах - в полях H. перпендикулярных плоскости слоя, носители вследствие их высокой концентрации вырождены. Вид линии Ц. р. в этих случаях зависит не только от величины уширений, но и от положения уровня Ферми относительно уровней Ландау.

Гармоники Циклотронного резонанса. В ряде случаев в спектрах Ц. р. помимо резонансного поглощения на основной частоте wс наблюдаются также максимумы поглощения на частотах пwс (п - целое число). В слабых полях () гармоники возникают при сложной (неэллипсоидальной) форме изоэнергетической поверхности. В этом случае носители заряда в плоскости, перпендикулярной H, движутся по сложной замкнутой кривой. Скорость электрона u в этой плоскости не является уже простой гармоничной функцией времени t, её разложение в ряд Фурье содержит наряду с частотой wc кратные частоты пwс. Соответственно поглощаемая мощность P = euE имеет на этих частотах максимумы. Гармоники Ц. р. для тяжёлых дырок наблюдались в p-Ge и p-Si. При этом набор гармоник зависит от ориентации H относительно кристаллографических осей.

В квантующем магнитном поле и в слабом электрическом поле E(t) | H переходы носителей происходят только между соседними уровнями Ландау. Однако при одновременном воздействии поля E(t)и поля рассеивателей оказываются разрешёнными переходы между любыми уровнями Ландау. Это означает, что при возникают переходы с нулевого уровня Ландау на уровни с n > 1 (хотя вероятность таких переходов значительно меньше, чем переходов на примесях и акустических фононах), такие переходы происходят на частотах пwс и приводят к появлению гармоник (если же носители рассеиваются на оптических фононах, то имеет место циклотрон-фононный резонанс).

Разогрев носителей. T. к. высокочастотная проводимость (для плоскополяризованной волны) на частоте wс велика (она равна половине статической проводимости), то в условиях Ц. р. возможен разогрев носителей переменным полем. Этот метод используется для изучения рассеяния на примесях и акустических фононах. Основным источником информации при этом является соотношение . При малой мощности W излучения ср. энергия носителей близка к равновесной. Если же W велико, то , а значит, и dwc, начинают зависеть от W.

При рассеянии на заряженных примесях т() - возрастающая функция, для акустических фононов - убывающая, для нейтральных примесей т слабо зависит от . Поэтому в первом случае (а также при межэлектронном рассеянии)с ростом линия сужается, во втором - расширяется, в третьем- полуширина dwс остаётся неизменной. С ростом акустическое рассеяние становится преобладающим.

При разогреве в. поле E зависимость т(E)определяется характером рассеяния. При умеренных значениях E рассеяние обусловлено вынужденным взаимодействием с фононами (т-1E0,5), в сильных - спонтанной эмиссией фононов (т-1E0,8) (см. Горячие электроны). Такие же зависимости наблюдаются и от амплитуды высокочастотного поля E0 в условиях Ц. p. T. к. WE20, то dwcW0,25 в умеренном и dwcW0,4 в сильном высокочастотных полях.

Разогрев носителей в высокочастотном поле имеет два важных преимущества - отсутствие контактов в сильных полях и возможность избирательного нагрева определенной группы носителей, напр. электронов одной долины зоны проводимости в многодолинных, полупроводниках.

Экспериментальные методы. Существуют 2 способа наблюдения Ц. р. Первый состоит в измерении поглощения электромагнитной мощности. Второй способ использует то обстоятельство, что поглощение излучения приводит к возрастанию энергии носителей. Это, в свою очередь, приводит к изменению проводимости s полупроводника на постоянном токе. Зависимость изменения Ds от w или от H воспроизводит линию Ц. р. Этот способ имеет то преимущество, что детектором является сам образец. Кроме того, обычно этот способ оказывается более чувствительным, чем измерение поглощения. Однако в тех редких случаях, когда в пределах резонансной линии возникает смена механизма рассеяния (а), смена механизма рекомбинации носителей (б) или изменение типа проводимости (в), то кривая Ds(w) или Ds(H) в случаях (а) и (б) становится двугорбой, а в случае (в) функция Ds(H) напоминает закон дисперсии показателя преломления.

В спектрометрах Ц. р. в качестве генераторов электромагнитные излучения в сантиметровом диапазоне длин волн используются клистроны, генераторы Ганна (см. Ганна диод) и лавинно-пролётные диоды в миллиметровом и субмиллиметровом диапазонах - лампы обратной волны, в субмиллиметровом и ИК-диапазонах - лазеры. Источниками магнитного поля, как правило, служат сверхпроводящие соленоиды (H~100 кЭ). Свободные носители заряда в полупроводниках при низких температурах создаются подсветкой. Для увеличения чувствительности применяются модуляционные методы регистрации (изменение концентрации свободных носителей при изменении интенсивности света). В связи с низкой добротностью линий Ц. р. обычно применяется развёртка спектров вариацией поля H.

Циклотронный резонанс в металлах

Исследование Ц. р. в металлах имеет большое значение для теории металлов. Он позволяет определить форму и размеры ферми-поверхности. времена свободного пробега носителей, электрон-фононное взаимодействие и др.

В волны почти полностью отражаются от поверхности образца, проникая в металл на небольшую глубину скин-слоя d~10-5 см (см. Скин-эффект). В хороших металлах, где число электронов - 1/атом, d~10-5-10-6 см; в полуметаллах (напр., у Bi) d ~ 10 -4см. Радиус ларморовской орбиты электронов r, обратно пропорциональный полю H, сравним с d лишь в сильных полях Н~ 106-107 Э (для полуметаллов Н~ 104 Э). В обычных же магнитных полях электромагнитное поле взаимодействует с электронами лишь на малом участке их орбиты. В результате электроны проводимости движутся в сильно неоднородном электромагнитное поле, поскольку, как правило, диаметр их орбиты 2r" d. Если магнитное поле параллельно поверхности образца, то среди электронов есть такие, которые, хотя и движутся большую часть времени в глубине металла, где электрические поля нет, однако на короткое время заходят в скин-слой, где взаимодействуют с волной (рис. 5).

Рис. 5. Траектории электронов: а, б-в однородном постоянном магнитном поле H при действии переменного электрического поля E| H; магнитное поле H направлено параллельно поверхности металла; в- зеркально, отражающихся от поверхности металла.

Механизм передачи энергии от волны носителям в этом случае аналогичен работе циклотрона, резонанс возникает, если электрон будет попадать в скин-слой каждый раз при одной и той же фазе электрического поля, что возможно при

w= пwс = пеН/тсс.

Это условие отвечает резонансам, периодически повторяющимся при изменении 1/H. Электрон возвращается в ускоряющий слой через один или несколько периодов переменного поля T=2p/w, каждый раз получая энергию от поля.

В случае поля H, наклонного относительно поверхности образца, электроны, проходя по направлению поля H за один оборот путь порядка r, проводят в слое d время, равное (2p/w) (d/r) <= 2pw. При этом периодичность движения в поле H на их взаимодействие с переменным полем не влияет, и циклотронный резонанс отсутствует (рис. 6, а).

Приведённое описание является исчерпывающим только в случае электронов с квадратичным законом дисперсии, когда тс, а следовательно, и wс одинаковы для всех электронов. В случае более сложных законов дисперсии wc как и в случае полупроводников, может зависеть от и рH. При этом для Ц. р. существенны только электроны с энергией (-ферми-энергия). Из электронов с различными pH, образующими непрерывный спектр циклотронных частот wc, основная роль в Ц. р. играют: 1) электроны вблизи экстремальных значений pHextr на ферми-поверхности , где wc(pH) медленнее всего меняется, а плотность состояний электронов, как функция wс, обращается в бесконечность; 2) электроны вблизи особых точек - граница спектра wс(рHгр).

Измерение частот Ц. р. позволяет непосредственно определить экстремальные и граничные значения тс. Полуширина резонансной линии определяет время свободного пробега т, которое в условиях Ц. р. (d"r, wт " 1) может быть введено в металлах. Возможность введения т связана с тем, что основную роль в Ц. р. играет малая часть электронов вблизи экстремальных и граничных значений рH и с малой проекцией скорости на нормаль к поверхности металла. Возможен лишь "уход" из этих состояний во все остальные ("приходом" электронов в эту узкую область значений рH из-за случайных столкновений можно пренебречь). В результате т при Ц. р. может существенно отличаться от статических. В статическом случае однократное столкновение электрона с фононом слабо рассеивает электрон и малосущественно; существенным становится лишь число столкновений порядка (QД/T)2, где QД - Дебая температура, tэф~T -5. При Ц. р. уже однократное столкновение с фононом может вывести электрон из ускоряющего слоя или из "резонансного" рH, т. е. оказаться существенным, что обусловливает трезэф~Т -3.

Исследование Ц. р. в пластинках тоньше длины свободного пробега электронов позволяет выяснить, какая из электронных орбит последней помещается в пластинке и даёт Ц. р. (радиус орбиты пропорционален 1/Н, следовательно, номеру и резонансной гармоники). При большом n это (с относит. точностью ~n-1) определяет диаметр поверхности Ферми в соответствующем направлении. Ц. р. может дать также информацию и об открытых траекториях электронов, если их направление параллельно поверхности образца.

Поверхностный импеданс в условиях Ц. р. Комплексная проводимость. В металлах характеристики Ц. р. удобно выражать через поверхностный импеданс:

где R - активное, X-реактивное сопротивления. Резонансное значение полного поверхностного импеданса Z связано с временем свободного пробега электрона т и частотой излучения w: 1) в случае квадратичного закона дисперсии:

2) для произвольного закона дисперсии при максимальной тс и минимальной wc:

3) в случае минимальной тс:

При Ц. р. ток при заданной напряжённости электрического поля максимален, что соответствует минимумам R и X. Полуширина резонансной линии Dwc~2pn/wт. Отсюда и из ф-л (1) - (3) следует, что вещественная и мнимая части дZ/дH при Ц. р. максимальны.

Комплексная проводимость s в простейшем случае квадратичного изотропного закона дисперсии носителей и взаимно перпендикулярных E и H равна

Здесь s0-статич. проводимость кристалла в отсутствие магнитного поля. T.о., sb отличается от s0 лишь заменой 1/т на 1/т + i(wbwc). Это естественно, т. к. действие H на электронный газ эквивалентно вращению его как целого с частотой wс.

ЦИКЛОТРОН - резонансный циклический ускоритель тяжёлых частиц (протонов, ионов), работающий при постоянном во времени магнитное поле и при постоянной (но меняющейся при переходе от иона к иону) частоте ускоряющего высокочастотного электрического поля. Следует различать обычные Ц., в которых индукция магнитного поля не зависит от азимута, и Ц. с азимутальной вариацией магнитного поля, иначе называемые изохронными циклотронами

Первая конструкция Ц. была предложена Э. Лоуренсом (Е. Lauwrence) в 1932, и тогда же ему удалось получить поток дейтронов с энергией до 6 МэВ и силой тока до 25 мкА.

Схема устройства Ц. изображена на рис. 6: а - вертикальный и б-горизонтальный разрезы. Магнитное поле в зазоре между полюсами 2 возбуждается катушками 3, через которые пропускается постоянный электрический ток. В этом зазоре располагается высоковакуумная камера 4. Двигаясь в этой камере, частицы переходят из одного дуанта (электрода, возбуждаемого ВЧ-напряжением) в другой, а затем снова в первый и т. д. Ускоряющее электрическое поле действует на частицы только в то время, когда они переходят из дуанта в дуант. В этот момент поле должно иметь нужное направление и достаточную величину (резонансное ускорение). Рассмотрим движение частиц в вакуумной камере Ц. в отсутствие ускоряющего напряжения. Траектории частиц, движущихся по азимуту, в постоянном вертикальном магнитном поле имеют вид, близкий к горизонтально расположенным окружностям. Необходимое для такого движения центростремительное ускорение создаёт сила Лоренца.

Для частицы, движущейся в Ц., справедливы следующие соотношения:

где В-индукция магн. поля, с - скорость света, Ze - заряд частицы, r - радиус её траектории, т 0 - масса покоя частицы, р - импульс, w - частота её обращения в Ц., g - её релятивистский фактор.

Формулы (1) и (2) показывают, что при пост. индукции В частота обращения нерелятивистских частиц в Ц. не зависит от их энергии, а радиус траектории пропорционален импульсу. Поэтому траектории ускоряемых частиц представляют собой не окружности, а раскручивающиеся спирали. Частота ускоряющего поля постоянна и равна (или кратна) частоте обращения частиц в вакуумной камере.

Неизменность магнитного поля и частоты ускоряющего напряжения делают возможным непрерывный режим ускорения: в то время как одни частицы движутся по внеш. виткам спирали, другие находятся на середине пути, а третьи только начинают движение (частицы инжектируются в вакуумную камеру Ц. вблизи её центра); радиус инжекции зависит от импульса, который приобретают частицы в ионном источнике или на пути от источника к дуанту.

Ускоряемые частицы заполняют спиральную траекторию не сплошь. Занятыми оказываются только те её участки, которые соответствуют частицам, приходящим в зазор при ускоряющем направлении электрического ВЧ-поля. Поэтому пучок ускоряемых частиц распадается на цепочку следующих друг за другом групп частиц.

При значительном ускорении частиц, когда происходит релятивистское увеличение массы (g> 1) частота обращения частиц начинает падать, и они выходят из синхронизма с ускоряющим полем. В таком случае режим ускорения частиц сменяется их замедлением, и их дальнейшее ускорение становится невозможным. Этого эффекта можно избежать, если с увеличением энергии (массы) частицы, т.е. с увеличением радиуса её орбиты, увеличивать индукцию поля В. Однако для Ц. с азимутально-симметричным полем это ведёт к появлению неустойчивости вертикального движения ускоряемых частиц.

При устойчивом движении всякое отклонение параметров движения частиц от равновесных значений должно сопровождаться возникновением эффектов, стремящихся вернуть эти параметры к равновесным, так что частицы совершают колебания около равновесных значений. Принято различать устойчивость поперечных колебаний (колебаний по высоте и по радиусу) и устойчивость продольного движения.

Можно показать, что в азимутально-симметричном поле вертикальное движение оказывается устойчивым лишь в том случае, если индукция магнитного поля не растёт, а убывает с радиусом. Обычно такое поле и создаётся. Складываясь с релятивистским увеличением массы, этот эффект накладывает дополнительное ограничение на макс. энергию ускоряемых частиц. У Ц., используемых для ускорения протонов, максимально достижимая энергия лежит в области 30 МэВ.

Увеличить энергию, которую могут достичь частицы, ускоряемые в Ц., возможно двумя способами. Можно отказаться от постоянства частоты ускоряющего напряжения, снижая её, по мере того как падает частота обращения частиц. Такие ускорители наз. фазотронами .При изменяющейся во времени частоте становится невозможным описанный выше режим ускорения, когда в ускорителе сосуществуют частицы, находящиеся на разных стадиях процесса ускорения. Частота ускоряющего поля при этом соответствует ускорению одного или группы близко расположенных банчей. T. о., увеличение максимально достижимой энергии частиц в фазотроне происходит за счёт существенного снижения интенсивности.

Другой путь достижения макс. энергии заключается в отказе от азимутальной симметрии магнитного поля. В таких ускорителях частицы попеременно пересекают области, в которых поле с увеличением радиуса растёт и уменьшается. При правильном выборе параметров в результате такого движения появляется вертикальная устойчивость даже при увеличивающейся с радиусом средней индукции магнитного поля. Ускорители, построенные по этому принципу, наз. изохронным и Ц. Изохронные Ц. работают при постоянной частоте ускоряющего поля и поэтому способны выдавать большие токи ускоренных частиц. Азимутальное изменение магнитного поля, совмещённое с радиальным, требует магнитных полюсов сложной формы. Полюса изохронных Ц. обычно составляются из нескольких секторов или снабжаются спиралевидными гребнями.

Внеш. вид одного из современных Ц., работающего в Институте ядерных исследований, представлен на рис. 2. Он может ускорять как протоны, так и ионы (до неона включительно). На внешнем витке спирали энергия протонов составляет 35 МэВ. Средний ток ускоренных протонов 30 ткА. Мощность ускоренного пучка составляет ~ 1 кВт. Магнитное ярмо Ц. весит 300 т, вес катушек возбуждения ~ 70 т, диаметр магнитных полюсов 150 см, потребляемая от сети мощность ~ 180 кВт. Габаритные размеры Ц. 8 13 м 2 в плане и 4,5 м по высоте.

Как уже говорилось, Ф. уступают место изохронным циклотронам, в которых частота ускоряющего поля постоянна, а с энергией частиц (с радиусом) возрастает усреднённое по азимуту значение магнитной индукции. При таком законе изменения В возникает неустойчивость вертикального движения, с которой удаётся справиться ценой отказа от азимутальной симметрии магнитного поля.

Фазатрон

Приведём в качестве примера параметры фазатрона, введённого в действие в 1984 в Объединённом институте ядерных исследований в Дубне (рис.). Протоны ускоряются до энергии 600 МэВ; вес магнита 7000 т, диаметр магнитных полюсов 6 м. Потребляемая мощность: 700 кВт для питания магнита, 200 кВт для питания высокочастотной системы. Частота циклов ускорения 250 Гц; усреднённый по времени ток внутреннего пучка ~6 мкА, тон выведенного пучка ~3,5 мкА. Во время реконструкции Ф. в структуру магнитные поля были введены спиралевидные неоднородности, которые позволяют уменьшить диапазон изменения частоты ускоряющего напряжения.

Размещено на Allbest.ru