Устаревшая ед частотного интервала. Названа в честь франц физика Ф. Савара (F. Savart). 1 С

Вид материала

Документы

Содержание Силовые линии Сильное взаимодействие SU(3)-мультиплеты. Если бы масса s-кварка была того же мас­штаба, что и массы u Сильнолегированный полу­проводник Сильноточные ускорители Рис. 2. Траекто­рии электронов в диоде с малым (а) и большим (б) то­ками.

Подобный материал:

• Синдром удлинённого интервала qt и проблемы безопасности психофармакотерапии, 109.2kb.
• Товариство з обмеженою, 119.57kb.
• Н. Г. Чернышевского кафедра теоретической и математической физики рабочая программа, 152.3kb.
• Программа по физике для 10-11 классов общеобразовательных, 75.87kb.
• Татьяна Евгеньевна Зыкова. Сюных лет ему была интересна литература, 95.59kb.
• Электронная газета в рамках «Дня науки», посвященного Году российской космонавтики, 85.16kb.
• Лекция Логические основы компьютеров , 369.25kb.
• Игра ) Имя известного ученого, в честь которого названа самая популярная программа, 21.91kb.
• Физика биологических систем, 39.45kb.
• Динамика культурных процессов в современной России, 39.45kb.

^ СИЛОВЫЕ ЛИНИИ, воображаемые линии, к-рые проводят для изображе­ния к.-л. силового поля (электрич., магн., гравитац.). С. л. располага­ются т. о., что касательные к ним в каждой точке пр-ва совпадают по направлению с вектором, характери­зующим данное поле (напряжённостью электрич. или гравитац. полей, магн. индукцией). Т. к. напряжённости полей и магн. индукция — однознач­ные ф-ции координат точки пр-ва, то через каждую точку может проходить только одна С. л. Густота С. л. обыч­но выбирается так, чтобы число С. л., проходящих через единичную пло­щадку, перпендикулярную к С. л., было пропорц. напряжённости поля (или магн. индукции) на этой площадке. Т. о., С. л. дают наглядную картину распределения поля в пр-ве: густота С. л. и их направление ха­рактеризуют величину и направление вектора напряжённости поля. С. л. электростатич. поля всегда не замк­нуты: они начинаются на положит. зарядах и оканчиваются на отрица­тельных (или уходят на бесконеч­ность). С. л. вектора магн. индукции всегда замкнуты, т. е. магн. поле явл. вихревым. Железные опилки, поме­щённые в магн. поле, выстраиваются вдоль С. л.; благодаря этому можно экспериментально определять вид С. л. магн. индукции. Вихревое электрич. поле, порождаемое изменяющимся магн. полем, также имеет замкнутые С. л. Впервые понятие «С. л.» для электрич. и магн. полей ввёл англ. учёный М. Фарадей.

^ СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, одно из четырёх фундам. вз-ствий элем. ч-ц. Три остальных вз-ствия — сла­бое, электромагнитное и гравитаци­онное — гораздо слабее С. в. В от­личие от двух последних, С. в. явл. короткодействующим: его радиус ~10^-13 см (ожидаемый радиус сла­бого вз-ствия ок. 2•10^-16 см).

В обычном стабильном в-ве при не слишком высокой темп-ре С. в. не вызывает никаких процессов и его роль сводится к созданию прочной связи между нуклонами в ядрах (энер­гия связи составляет в ср. ок. 8 МэВ на нуклон). Однако при столкнове­ниях ядер или нуклонов, обладаю­щих достаточно высокой энергией, С. в. приводит к многочисл. ядерным реакциям. Особенно важную роль в природе играют реакции слияния (тер­моядерного синтеза), в результате к-рых четыре нуклона объединяются в ядро гелия. Эти реакции (при су­ществ. участии также и слабого вз-ствия) идут на Солнце и явл. осн. источником используемой на Земле энергии. Начиная с энергий сталки­вающихся нуклонов порядка неск. сотен МэВ, С. в. приводит к рожде­нию -мезонов, а при ещё больших энергиях — к рождению странных ча­стиц (К-мезонов, гиперонов), «очаро­ванных» частиц, «красивых» частиц и множества мезонных и барионных резонансов. Все эти сильно взаимо­действующие ч-цы наз. адронами.

На опыте установлен ряд законо­мерностей С. в. и участвующих в нём ч-ц. Так, было обнаружено, что су­ществуют группы адронов с близки­ми св-вами — изотопические мультиплеты. Входящие в один такой мультиплет ч-цы имеют одина­ковые значения барионного заряда, странности, «очарования», «красоты», одинаковые спины, близкие (с точ­ностью от 0,1% до 3%) массы и отли­чаются лишь значениями электрич. зарядов. Напр., протон и нейтрон образуют изотопич. дуплет, а ⁺-, ⁰-, ^--мезоны — изотопич. триплет. С. в. обладает св-вом изотопической инвариантности; у всех ч-ц, входящих в один изотопич. мультиплет, С. в.

одинаково. Изотопич. инвариантность нарушается эл.-магн. вз-ствием и ма­лыми разностями масс ч-ц, принадле­жащих данному изотопич. мультиплету.

По мере обнаружения новых адро­нов (большинство адронных резонан­сов было открыто в 60-х гг.) выясни­лось, что изотопич. мультиплеты груп­пируются в ещё большие семейства — т. н. SU(3)-мультиплеты (см. Эле­ментарные частицы). Массы ч-ц, вхо­дящих в один такой мультиплет, раз­личаются довольно сильно. Это явл. одним из проявлений того, что SU(3)-симметрия, ответственная за комплек­тование SU(3)-мультиплетов, нару­шается сильнее, чем изотопич. инва­риантность.

В классификации адронов чётко проявляется и др. закономерность: ч-цы с данными барионным зарядом, странностью, изотопич. спином и электрич. зарядом, отличающиеся толь­ко значениями спина, также образуют семейства. Если по оси абсцисс от­кладывать квадраты масс ч-ц, М², а по оси ординат — значения их спи­нов J, то ч-цы, принадлежащие дан­ному семейству, располагаются на прямой линии: J~М². Такие линии, изображающие зависимость J от М², получили назв. траекторий Редже (см. Редже полюсов метод).

Процессы С. в. так же, как и про­цессы, обусловленные др. типами вз-ствий, подчиняются таким фундам. принципам, как причинность (см. При­чинности принцип) и перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия). Матем. следствием причинности явл. то, что амплитуды, описывающие про­цессы вз-ствия элем. ч-ц (сечение про­цесса пропорц. квадрату модуля ам­плитуды),— аналитич. ф-ции своих аргументов. Аналитичность амплитуд приводит, в частности, к дисперсион­ным соотношениям, связывающим меж­ду собой действнт. и мнимые части амплитуд (к-рые могут быть незави­симо измерены опытным путём). Кроссинг-симметрия заключается в том, что одна и та же аналитич. ф-ция при разл. значениях своих переменных описывает амплитуды неск. процес­сов, напр. ^-+р^-+р, ⁺+р⁺+р и р+р^~⁺+^-, к-рые полу­чаются один из другого путём пере­носа ч-цы из левой части реакции в правую (и наоборот) с одноврем. за­меной её на соответствующую антича­стицу. В результате св-ва амплитуды

процесса аннигиляции р+р^~⁺+^- имеют тесную связь со св-вами амплитуды рассеяния ^±-мезонов про­тонами. Аналогичные связи сущест­вуют и для др. реакций.

Подход, основанный на общих св-вах амплитуд процессов, особенно плодотворен при высоких энергиях, когда энергии сталкивающихся ч-ц много больше их энергий покоя mc (m — масса ч-цы). В области асимп­тотически больших энергий ξ

678


(ξ/mc²) имеется ряд фундам. тео­рем, из к-рых наиб. важны теорема Фруассара и теорема Померанчука. Согласно теореме Фруассара, сечения процессов С. в. адронов не могут асимптотически расти быстрее, чем ln²ξ. Согласно теореме Померанчу­ка, если сечение вз-ствия адронов с ростом энергии стремится к конечному пределу, то полное сечение вз-ствия ч-цы и соответствующей античастицы с данной мишенью асимптотически должны быть равными, напр.

^полн(р^~р)=^полн(рр), ^полн(К⁺р) =^полн(K^-р), где ^полн(ab) обозна­чает полное сечение вз-ствия ч-ц а и b.

На опыте характерные значения полных сечений С. в. адронов при высоких энергиях лежат в области 20—25 мбарн для вз-ствия К- и -мезонов с нуклонами и 40—45 мбарн для вз-ствия нуклонов с нуклонами и обнаруживают тенденцию к медл. росту. Сечение упругого рассеяния составляет ок. ¹/₅ полного сечения.

При сближении адронов высоких энергий на расстояния порядка ра­диуса действия С. в. доминируют мно­жественные процессы. В этих условиях упругое рассеяние по своему хар-ру аналогично дифракции света на пол­ностью поглощающем («чёрном») или, точнее, частично прозрачном («тёмно-сером») шарике (с радиусом порядка радиуса действия С. в.). В частности, угл. распределение упруго рассеян­ных ч-ц имеет острый максимум вперёд (по направлению падающих ч-ц), по­добный максимуму при дифракц. рас­сеянии света. При этом характерные углы  составляют величину порядка /R, где  — длина волны де Бройля рассеиваемой ч-цы (=ћ/p, р — им­пульс ч-цы), а R — радиус нуклона (~10^-13 см).

Детальная теор. картина упругого рассеяния адронов, а также двух­частичных неупругих реакций (напр., реакции перезарядки ^-+р°+n) основывается на представлении о том, что в процессе рассеяния сталкиваю­щиеся ч-цы обмениваются своеобраз­ными адронными комплексами с пе­рем. спином и массой. Эти комплексы ведут себя как своего рода квазичастицы и наз. реджеонами. В ре­зультате устанавливается глубокая связь между процессами рассеяния и траекториями Редже. При этом ока­зывается, что радиус ч-цы (радиус «тёмно-серого» шарика) меняется с ростом энергии.

Как отмечалось, осн. доля процес­сов при высоких энергиях — мно­жеств. рождение ч-ц. Ср. множествен­ность (ср. число ч-ц, рождённых в одном столкновении) при энергиях в системе центра инерции (с. ц. и.) порядка десятков ГэВ равна прибл. 10—12 (в основном это -мезоны) и медленно растёт с ростом энергии (ок. 27 при энергии 540 ГэВ). Поперечные импульсы рождённых ч-ц практически не зависят от энергии сталкивающихся ч-ц и в основном составляют при­мерно 0,3—0,5 ГэВ/с. Этот факт, об­наруженный впервые при изучении космических лучей, был подтверждён опытами на ускорителях. Ч-цы с боль­шими поперечными импульсами (1ГэВ/с) рождаются очень редко, однако не так редко, как можно было бы ожидать, если бы нуклоны были абсолютно «рыхлыми» образованиями размером порядка 10^-13 см. Рождение ч-ц с большими поперечными импуль­сами подтверждает картину строения нуклона, полученную при исследо­вании глубоко неупругих процессов вз-ствия эл-нов и нейтрино с нук­лонами. Согласно этой картине, при больших передачах импульса нуклон ведёт себя как совокупность лёгких точечных (бесструктурных) ч-ц, полу­чивших назв. партонов. В реакциях множеств. рождения распределения вторичных ч-ц по продольным импуль­сам подобны при разл. энергиях столк­новения. Они совпадают друг с дру­гом, если использовать в кач-ве пере­менной отношение р/р_какс, где р — импульс вторичной ч-цы, а р_макс — её макс. возможный импульс при данной энергии сталкивающихся ч-ц. Такое поведение, когда распределения зависят от безразмерного параметра (р/p_макс), наз. с к е й л и н г о м Фейнмана (см. Масштабная ин­вариантность),

Законченная теория адронов и С. в. между ними пока отсутствует, однако имеется теория, к-рая, не являясь ни законченной, ни общепризнанной, позволяет объяснить осн. св-ва ад­ронов. Эта теория — квантовая хромодинамика, согласно к-рой адроны состоят из кварков (мезоны из кварка и антикварка, а барионы — из трёх кварков), а силы между кварками обусловлены обменом глюонами. Все обнаруженные адроны состоят из квар­ков пяти разл. типов («ароматов»): u, d, s, с, b.

Нуклоны и -мезоны содержат лишь и- и d-кварки, странные ч-цы содер­жат наряду с u и d также и s-кварки, «очарованные» ч-цы — с-кварки, а от­крытые в 1977 ипсилон-частицы (Г) — b-кварки. В сильном и эл.-магн. вз-ствиях «аромат» сохраняется, в слабом вз-ствии кварки одного типа («аромата») превращаются в кварки др. типа. В процессах С. в. сталки­вающиеся адроны могут обмениваться содержащимися в них кварками, и, кроме того, происходит также рож­дение и аннигиляция пар кварк-ан­тикварк (см. Квантовая теория поля).

Кварки обладают дробными элект­рич. зарядами Q: Q_u=Q_c=+²/₃, Q_d=Q_s=Q_b=-¹/₃ (в ед. элем. электрич. заряда е). Массы лёгких кварков u, d, s выражаются через массы - и К-мезонов, а массы с и b — соответственно через массы  частиц и -частиц. Теор. оценки дают: m_u~4 МэВ, m_d~7 МэВ, m_s~150 МэВ, m_с~1,3 ГэВ, m_b~4,5 ГэВ. Ожидают, что сущест­вуют ещё более тяжёлые кварки, t.

Свободные кварки, несмотря на тщат. поиски, не обнаружены. Согласно квант. .хромодинамике, кварки не могут быть освобождены из адронов: они находятся внутри адронов в области размером ~10^-13 см. Такое необычное поведение кварков (оно наз. англ. словом «конфайнмент» — заключение, пленение) связано со св-вами глюонов и с существованием ещё одного квант. числа — «цвет». Кварк каждого «аромата» может на­ходиться в трёх «цветовых» состоя­ниях, или обладать тремя разл. «ц в е т о в ы м и з а р я д а м и». Во всех наблюдаемых адронах «цветовые за­ряды» кварков в совокупности ком­пенсируются, так что «цветовые за­ряды» адронов равны нулю (обычно говорят, что адроны «бесцветные», «белые»). Подобно тому как электрич. заряд явл. источником фотонного по­ля, «цветовые заряды» явл. источ­никами глюонных полей. Имеется восемь разл. глюонов. Все они — без­массовые, электрически нейтр. ч-цы со спином 1 и отличаются друг от друга комбинациями «цветовых за­рядов». Наличие у глюонов «цвето­вых зарядов» делает их св-ва не­обычными. В частности, силы, обус­ловленные обменом глюонами, растут с ростом расстояния между двумя «цветовыми зарядами», что, по-види­мому, приводит в конечном счёте к «пленению» кварков внутри адронов (т. н. удержание «цвета»). «Пленён­ными» оказываются и сами глгюоны, так что свободных «цветных» частиц не существует.

«Цветовые заряды» кварков не за­висят от их «ароматов», и если бы массы всех кварков были одинаковы, то и массы адронов были бы вырож­дены по «ароматам». Напр., были бы одинаковые массы -, К- и D-мезонов. Малая величина разности масс u- и d-кварков по сравнению с их кинетич. энергиями внутри ад­ронов явл. причиной изотопич. ин­вариантности. Малая величина самих масс u- и d-кварков явл. причиной т. н. киральной инвариантности С. в. (см. Киральная симметрия).

Системы, состоящие из u-, d-, s-кварков, адекватно описывают ч-цы, входящие в известные мезонные и барионные ^ SU(3)-мультиплеты. Если бы масса s-кварка была того же мас­штаба, что и массы u- и d-кварков, то SU(3)-симметрия С. в. была бы такой же хорошей симметрией, как и изотопич. инвариантность.

Когда адрон участвует в процессе, в к-ром он получает большой импульс (глубоко неупругое рассеяние, рож­дение ч-ц с большими поперечными импульсами), то осн. вз-ствие разы­грывается на малых расстояниях, глу­боко внутри адрона. Здесь С. в. квар­ков с глюонами, а следовательно, и кварков между собой ослабевает и на

679


столкновение кварка с энергичной ч-цей (с эл-ном или др. кварком) соседние кварки влияют очень слабо. Т. о., при больших передачах им­пульса кварки (и глюоны) сталкива­ются как практически свободные ч-цы (т. е. явл. партонами). Это св-во квар­ков и глюонов, предсказываемое квант. хромодинамикой, наз. асимптотиче­ской свободой. При удалении партона на большие расстояния от той точки, где он получил большой импульс, он превращается в струю летящих в одном направлении адронов. При этом происходит обмен «цветовым зарядом» с оставшимися кварками, так что как струя, так и остаток получаются «бе­лыми». На опыте такие адронные струи наблюдались в ряде процессов.

Теория С. в. на малых расстояниях, связанная с асимптотич. свободой, практически завершена, но динамика вз-ствия на больших расстояниях и, в частности, механизм «пленения» поняты пока не столь хорошо. Здесь важную роль, по-видимому, играют глюонные флуктуации физ. вакуума (см. Инстантон). Возможно, что адроны явл. как бы пузырьками кваркового газа в плотном вакууме, создаваемом флуктуациями глюонного поля. Качественно такой вывод со­гласуется с описанием адронов на основе т. н. «модели мешков» (см. Квантовая теория поля).

Существует ряд теоретич. схем, в к-рых делается попытка создать еди­ную теорию сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий (т. н. «Великое объеди­нение»), В этих схемах на единой основе рассматриваются лептоны и кварки, промежуточные векторные бо­зоны, фотоны и глюоны.

• Фейнман Р., Взаимодействие фо­тонов с адронами, пер. с англ. M., 1975; Зельдович Я. Б., Классификация элементарных частиц и кварки «в изложении для пешеходов», «УФН», 1965, т. 86, в. 2; Мандельстам С., Растущие траекто­рии Редже и динамика резонансов, там же, 1970, т. 101, в. 3; Д р е л л С., Партоны и глубоко неупругие процессы при высоких энергиях, там же, 1972, т. 106, в. 2; Н а м 6 у И., Почему нет свободных кварков, там же, 1978, т. 124, в. 1; Г л э ш о у Ш., . Квар­ки с цветом и ароматом, там же, 1976, т. 119, в. 4; А з и м о в Я. И., Д о к ш и ц е р Ю. Л., Х о з е В. А., Глюоны, «УФН», 1980, т. 132, в. 3; Д р ё м и н И. М., О глюонных струях, там же, т. 131, в. 4; Вайнштейн А. И. [и др.], Чармоний и квантовая хромодинамика, там же, 1977 т. 123., в. 2.

Л. Б. Окунь.

^ СИЛЬНОЛЕГИРОВАННЫЙ ПОЛУ­ПРОВОДНИК, полупроводник с очень большой концентрацией примесей (или структурных дефектов крист. решёт­ки), когда расстояние между сосед­ними примесными атомами столь мало, что перекрываются их силовые поля и волновые функции локализованных вблизи них электронов. В результате в С. п. возникает примесная зона, сливающаяся с ближайшей к ней собств. зоной проводимости или валентной зоной. Потенциальная энергия ξ носителя заряда в С. п. зависит от ко­ординат сразу многих атомов примеси и из-за флуктуации в распределении примесных ато­мов оказывает­ся случайной величиной. Из-за наличия слу­чайного поля квазиимпульс р носителей не со­храняется, так что понятие дисперсии закона ξ(р) имеет смысл лишь на достаточно больших расстояниях от краёв зон.

В С. п. даже при Т=0 К электро­проводность 0. Плотность состоя­ний постепенно убывает в глубь за­прещённой зоны («хвост» плотности состояний), В С. п. возможно погло­щение света частоты <ξ_g/ћ, ξ_g— ширина запрещённой зоны. Коэфф. поглощения в этой области частот экс­поненциально убывает с ростом ве­личины ξ_g-ћ (п р а в и л о У р б а х а). При отсутствии компенсации (см. Компенсированный полупровод­ник) С. п. вырождены. С. п. исполь­зуются в туннельных диодах, светоэлектрических диодах, инжекционных лазерах, датчиках Холла, устойчивых к ядерному излучению, тензометрах и т. д.

• Ф и с т у л ь В. И., Сильно легиро­ванные полупроводники, М., 1967; Бонч-Бруевич В. Л., Вопросы электронной теории сильно легированных полупровод­ников, в кн.: Физика твердого тела, под ред. С. В. Тябликова, М., 1965 (Итоги науки. Физика); Электронная теория неупорядо­ченных полупроводников, М., 1981.

Э. М. Эпштейн.

^ СИЛЬНОТОЧНЫЕ УСКОРИТЕЛИ, устройства для получения мощных потоков заряженных ч-ц, создающих ток I>10⁴А при энергии ч-ц выше 10⁵ эВ. Характерным масштабом тока в теории С. у. принято считать вели­чину I₀=m₀с³/е=17кА, составленную из мировых констант: скорости света с, заряда электрона е и его массы покоя m₀. При токах, существенно превышающих это значение, собств. электромагн. поля электронного пуч­ка определяющим образом влияют на его динамику. Производной масштаб­ной величиной является мощность

W₀=m²₀c⁵/e²=8,7 ГВт.

С. у. содержит источник импульс­ного высокого напряжения и вакуум­ный диод (рис. 1). В большинстве С. у. первичное накопление энергии осу­ществляется в конденсаторах С при сравнительно низком напряжении (~100 кВ), после чего следует уве­личение напряжения на 1—2 порядка по схеме Аркадьева — Маркса (или с помощью импульсного трансформа­тора) и «обострение» импульса напря­жения в одном или неск. каскадах.



Рис. 1. Схема сильноточного ускорителя: 1 — высоковольтный выпрямитель; 2 — промежуточный накопительный элемент; 3 — электроды двойной формирующей ли­нии; 4 — трансформирующая линия пе­редачи; Р — разрядники; C — ёмкости.


Эти каскады выполнены обычно в виде отрезков линий передачи, погружён­ных в диэлектрик для увеличения уд. энергоёмкости. Для этого использу­ются жидкие диэлектрики (трансфор­маторное масло в случае высокого напряжения, вода — низкого), не «за­поминающие» пробоев и имеющие по­вышенную электрич. прочность при длительности импульса, меньшей ~1 мкс. Для малых напряжений и больших токов используются одинар­ные линии, в обратном случае — двой­ные (т. н. л и н и и Б л ю м л я й н а), создающие удвоение напряжения на нагрузке, к-рой служит диод. Его катод работает в режиме взрывной электронной эмиссии, когда электрич. поле порядка 10⁵ В/см, усиливаясь на микронеоднородностях катода, вы­зывает их тепловой взрыв и образо­вание поверхностной плазмы, обла­дающей практически бесконечной эмис­сионной способностью.

Ускорение электронов происходит в диоде под действием высокого на­пряжения до тех пор, пока диодный промежуток (размером от неск. мм до неск. см) не закоротится распро­страняющейся с электродов плазмой. Диоды С. у. работают в режиме огра­ничения тока пространств. зарядом. При относительно небольших напряжениях V в диоде с электродами в виде двух плоских дисков радиуса R, разделённых зазором d (рис. 2), течёт равномерно распределённый электрон­ный ток:



^ Рис. 2. Траекто­рии электронов в диоде с малым (а) и большим (б) то­ками.


W₀=7,3•М^3/2(МВ)R²/d²(кА). (1)

Если же ток столь велик, что ларморовский радиус электрона (см. Лармора прецессия) в собств. магн. поле, создаваемом пучком, мал по срав­нению с зазором d (рис. 2, б), то это поле обусловливает динамику пучка,

680


и ток определяется соотношением:

I=8,5R/darch(кA), (2)

где 2V+1(MB) — полная энергия электронов в ед. энергии покоя m₀c². При этом эффективно эмиттирующие участки расположены по периферии катода, а ток на аноде сфокусирован в центр. пятно малого размера.

В существующих С. у. энергия ч-ц пучка ограничена (10—15 МэВ) труд­ностями высоковольтной техники. Дли­тельность импульса варьируется в диапазоне от 30 нс до 10 мкс. Нижний предел определяется возможностями формирования мощного импульса ус­коряющего напряжения, а верхний — конечным энергозапасом накопит. эле­мента и заполнением ускоряющего промежутка образующейся на элект­родах плазмой. Электронный пучок используется либо внутри диода, либо выводится в дрейфовое пространство через окно в аноде из тонкой фольги, прозрачной для электронов. Распро­странены также коаксиальные диоды с продольным магн. полем, вдоль к-рого распространяется пучок.

Для генерации ионных пучков анод диода делают из диэлектрика соот­ветствующего хим. состава. Эмиссия ионов происходит из плазмы под дей­ствием внеш. поля и поля пространств. заряда электронов (см. Ионная эмис­сия). Плазма образуется в результате электрич. пробоя анода вдоль его поверхности. Чтобы увеличить долю энергии, передаваемую в ионный пу­чок, ток электронов через диод дол­жен быть уменьшен при условии сохранения большого отрицат. про­странств. заряда. Для этого исполь­зуется либо магн. поле (т. н. диоды с магн. изоляцией, рис. 3, а), либо



Рис. 3. Схемы ионных диодов с магн. изо­ляцией (а) и рефлексных диодов (б): К — катод; А — анод; П — поверхностная плаз­ма;