Захваченные электроны

Рекомбинация. Электроны в зоне проводимости полупроводника находятся в возбужденном состоянии и, следовательно, имеют конечное время жизни. При встрече они аннигилируют с дырками. Однако вероятность такой рекомбинации очень мала, потому что и электроны, и дырки движутся с большими скоростями и вероятность их нахождения в одном и том же месте пространства в один и тот же момент времени ничтожна. Поэтому главный путь рекомбинации осуществляется посредством захвата электронов (или дырок) примесными атомами. Захваченный электрон (или дырка) удерживается около примесного атома до тех пор, пока не аннигилирует с пролетающей мимо дыркой (или электроном). Этот механизм значительно более эффективен, чем прямая рекомбинация. Тем не менее вероятность рекомбинации посредством захвата также не очень велика и обычно обеспечивает сравнительно большую продолжительность жизни соответствующих носителей. В германии и кремнии продолжительность жизни носителей до рекомбинации имеет порядок 10" с. [c.355]

Во втором случае атомы вводимой примеси имеют меньшее число валентных электронов, чем атомы полупроводника. Поэтому атомам примеси не хватает валентных электронов для образования всех химических связей с окружающими их атомами полупроводника. Недостающие электроны могут быть захвачены атомами примеси у соседних атомов полупроводника, для чего необходима небольшая энергия Ел (рис. 3, в). При этом атомы примеси приобретают отрицательный заряд, а в валентной зоне на месте захваченного электрона образуется дырка. Введение в полупроводник таких примесей, называемых акцепторными, приводит к возрастанию концентрации дырок в валентной зоне при неизменной концентрации электронов в зоне проводимости. Полупроводники, легированные акцепторной примесью, называют дырочными, или полупроводниками р-типа электропроводности. [c.8]

Часть из образовавшихся в процессе ионизации электронов захватывается ловушками и не участвует в процессе электропроводности. Если температура диэлектрика в процессе облучения повышается, то происходит ионизация ловушек, захваченные электроны освобождаются, концентрация носителей заряда возрастает и радиационная проводимость увеличивается. Ее рост описывается формулой [c.147]

Ag . Этот захваченный электрон может затем восстановить соседний ион серебра Ag до атома серебра [c.99]

Вследствие присущего исследуемым кристаллам линейного электрооптического эффекта возникает индуцированное двупреломление АЫе По). Оно вызывается главным образом изменением Пе вследствие значительного различия электрооптических коэффициентов ниобата лития [5, 61. Для получения наблюдавшихся на опыте величин Ага 10 приложенное к кристаллу внешнее электрическое поле должно составлять Е = 6,7 10 В/см. Пространственное распределение захваченных электронов и положительных ионизированных центров, которое приводит к наблюдаемому распределению показателей преломления, показано в верхней части рис 7 2. Область, облученная лазерным лучом, показана в виде окружности с центром в начале координат, за которые приняты оси Ь и с, луч лазера распространяется нормально к ним. [c.298]

Следовательно, поверхностные центры светочувствительности, которые захватили фотоэлектроны, освобожденные красным светом, должны обладать сравнительно малой глубиной. В этом случае захваченные электроны могут быть снова, подняты на уровни проводимости решетки и, в конце концов, снова захвачены внутренними ионами Ag+, неподвижными при —186°. [c.280]

Упрошенная схема процессов, протекающих в экспонированной эмульсии в наших измерениях, приведена на фиг. 4. Пусть расстояние по вертикали на этой схеме представляет относительную энергию электронов в кристалле бромистого серебра. В темноте все электроны связаны с атомными ядрами и не могут создавать измеримый ток. При освещении некоторые электроны ионов брома переводятся в более богатое энергией состояние в полосе проводимости. Перебрасывается ли электрон непосредственно в полосу проводимости или же верхний уровень оптического перехода расположен несколько ниже полосы, которая достигается в результате теплового возбуждения, для нашей цели несущественно. Важно то, что электроны приобретают свободу передвижения и в наложенном электрическом поле дрейфуют к аноду, создавая измеримый ток. Свободные электроны могут снова упасть в основную (заполненную, нормальную) зону, т. е. вернуться на атомы брома в решетке такой процесс возвращает кристалл в исходное состояние. Если же электроны будут захвачены посторонними центрами, например примесями или нарушениями решетки самого кристалла, то это может привести к образованию зародышей (путем соединения захваченных электронов с компонентами решетки). Эти зародыши образуют скрытое изображение, играющее роль центров конденсации металлического серебра в процессе проявления. [c.326]

Фотоэлектрон попрежнему проходит довольно большой путь по кристаллу, прежде чем сможет быть захвачен глубокой ловушкой. Эта ловушка, в конце концов, может захватить почти все освобожденные светом электроны ), однако действительное уменьшение длины пути никак не может быть пропорциональным увеличению эффективности, с которой захваченные электроны участвуют в образовании скрытого изображения. [c.335]

Захваченные электроны могут быть временно освобождены либо при нагревании кристалла до достаточно высоких температур, либо при освещении их инфракрасным светом при любой температуре. Это освобождение становится очевидным благодаря появлению проводимости. Следовательно, если кристалл, который предварительно был освещён ультрафиолетовым светом, непрерывно облучается инфракрасным светом нли поддерживается при достаточно высокой температуре, электроны, непрерывно освобождаемые из центров захвата, должны, очевидно, рекомбинировать с ионизованными промежуточными атомами, и проводимость должна медленно понижаться. Если мы предположим, что скорость, с которой п электронов ионизации рекомбинируют с л ионизованными атомами, пропорциональна произведению л л, то мы получим уравнение ) [c.601]

Здесь п, — концентрация захваченных электронов (в расчете на единицу поверхности), g, — "фактор вырождения", который позволяет учесть, что простой акцептор может захватить, а простой донор отдать только один электрон (в отличие от "зонных" состояний, способных принять на себя два электрона). Для простых акцепторов и доноров = 2 и = 1/2, соответственно. Формула (3.2) описывает относительное количество электронейтральных доноров и отрицательно заряженных акцепторов. Если, например, энергетический уровень акцепторного состояния находится значительно выше уровня Ферми ( , - Е > ЗкТ), концентрация отрицательно заряженных акцепторов равна [c.82]

Захват свободного электрона из зоны проводимости на локальный уровень (переход 1). Этот процесс можно характеризовать темпом захвата U, — количеством захваченных электронов в единицу времени в расчете на единицу объема или поверхности (для объемных и поверхностных состояний, соответственно). Величина U , пропорциональна произведению концентраций свободных электронов п (в объеме или вблизи поверхности) и свободных локальных состояний , =yv,(l -/,) [c.87]

Эмиссия захваченного на локальное состояние электрона обратно в зону проводимости (переход 2). Темп эмиссии 1/ е — количество электронов, "выброшенных" в зону проводимости в единицу времени в расчете на единицу объема или поверхности — тем больше, чем больше захваченных электронов имеется на локальном уровне. Количество свободных состояний в зоне проводимости настолько велико, что не ограничивает темпа эмиссии в скрытом виде оно отражено в коэффициенте эмиссии электронов [c.87]

Захваченным электронам соответствуют колебания маятника, а пролетным — вращения (см. рис. 13.4). Таким образом, частицы в поле [c.280]

Случай Мт поверхностных ловушек и N захваченных электронов. Скорость захвата пропорциональна числу Ыт—N пустых ловушек, а скорость освобождения пропорциональна N. Следовательно, [c.31]

С общее число захваченных электронов [c.135]

Они связали [30] третий участок с адсорбцией нейтрального водорода и возникновением ионов Н+ благодаря переходу электрона с нейтрального атома Н на межузельный ион с образованием иона Zn+. При температуре выше 60° С слабо захваченные электроны забрасываются в зону проводимости, что подтверждается наблюдаемым убыванием (фиг. 1.10) фонового пропуска ния на свободных носителях. Электропроводность при этом повышается. [c.31]

При столкновении с атомами энергия электрона изменяется малыми порциями. Поэтому процесс рекомбинации начинается с образования сильно возбужденного атома, а при дальнейших столкновениях этого атома происходит постепенное опускание электрона на все более низкие уровни. Такой характер процесса позволяет рассматривать его как диффузию по энергии захваченного электрона и соответственно применить к нему уравнение Фоккера — Планка Л. П. Питаевский, 1962). [c.132]

Исследование характеристик захваченных носителей такого типа началось только сейчас [2.47]. С одной стороны, известно, что эффективность захвата дырок при комнатной температуре (от 10 и 20%) намного выше эффективности захвата электронов (она не выше 10 ). Сечение захвата дырок по порядку величины равно 10 см , а плотность насыщения захваченных дырок 10 - 10 см" . Дырки локализуются вблизи границы раздела 8102 - 81. С другой стороны, захваченные электроны распределены во всем окисле. Существует несколько типов электронных ловушек с сечениями захвата, изменяющимися от 10 до 10 см . В настоящее время неизвестна природа зависимости параметров захвата как дырок (не радиационного происхождения), так и электронов от условий проведения технологических процессов. В настоящее время эта зависимость исследуется, поскольку возможность создать СБИС с субмикронными размерами элементов во многом зависит от минимизации рассматриваемых эффектов захвата зарядов. [c.70]

Магнитосфера. Ю. во мн. чертах аналогична земной, увеличенной в 100 раз. Протоны и электроны внутри магнитосферы образуют радиационные пояса. В этих поясах генерируется дециметровое излучение Ю. Механизм дециметрового излучения—синхротронный оно образуется при движении захваченных электронов в тороидальной области магнитосферы на расстоянии 1,5—6 радиусов Ю. Энергия этих электронов 10 МэВ. В свою очередь, всплески декаметрового излучения на частоте 8 МГц, вероятно, связаны с плазменными неустойчивостями ионосферы, Ю. излучает также в метровом диапазоне. [c.653]

В результате зарядовой деградации электрическое поле в объеме диэлектрика становится неоднородным. Накопление отрицательного заряда захваченных электронов в пленке ФСС достаточно большой плотности -10 Кл/см вызывает резкое возрастание анодного электрического поля в пленке ФСС. Так как процесс межзонной ударной ионизации имеет полевую зависимость, то присутствие сильного электрического поля в ФСС требует отдельного рассмотрения вопроса о генерации дырок в слое ФСС. Для выяснения данного вопроса и проверки рассматриваемой модели на соответствие результатам эксперимента было проведено сравнение экспериментальных и расчетных зависимостей напряжения сдвига вольт-амперных характеристик AVj систем Si—Si02—А1 и 1—Si02-Ф —А1, изготовленных в одном технологическом цикле. [c.139]

Промежуточные активные частицы. Радиационные изменения свойств полимеров протекают через стадию образования и реакции промежуточных активных частиц — заряженных частиц (избыточные и захваченные электроны, электрон-кагионные пары, катионы, анионы, катион- и анион-радикалы), комплексов с переносом заряда, возбужденных молекул (синглетные, триплет-ные, эксимеры, эксиплексы, экситоны) и свободных радикалов (низкомолекулярные радикалы и макрорадикалы). [c.292]

Это невозможно, если захваченный электрон не будет нейтрализован [см. П. В. Мейкляр, Успехи физич. наук, 38, 43 (1949)]. — Прим. перев. [c.335]

Эти результаты имеют значительный теоретический интерес. Сосуществование низкой фотохимической чувствительности и высокой фотопроводимости указывает на уменьшение захвата электронов. Наблюденные факты трудно объяснить теорией Герни и Мотта. Согласно этой теории, электролитическая подвижность ионов серебра играет основную роль предполагается, что скрытое изображение и серебро видимого почернения образуются в результате миграции ионов серебра решетки к захваченным электронам с образованием нейтральных атомов серебра, которые накапливаются у центров светочувствительности. Далее, экспериментально показано, что одним из результатов добавления [c.337]

Когда Герни и Мотт [6] предложили свою теорию, предполагалось, что единственными дефектами, существующими в решетке бромистого серебра, являются вакантные серебряные узлы и междуузельные ионы серебра. Недавно Митчелл [10] высказал мысль, что важными дефектами бромистого серебра при комнатной температуре являются вакантные серебряные и вакантные бромные узлы (дефекты по Шоттки) и что вакантные бромные узлы играют важную роль в образовании скрытого изображения. Одной из функций этих вакантных узлов является захват электрона, который замещает недостающий ион брома, образуя / -центр. Этот F-центр можно приближенно рассматривать как электрон, принадлежащий одновременно шести узлам решетки (или атом серебра, размазанный по шести узлам). Теперь становится ясно, что ионы свинца, увеличивая число вакантных серебряных узлов, уменьшают тем самым число вакантных бромных узлов-, так как произведение из концентраций вакантных серебряных и бромных узлов является величиной постоянной (при тепловом равновесии). Это приводит к уменьшению числа захваченных электронов, что согласуется с повышением фотопроводимости в присутствии свинца. Кроме то-го, поскольку серебро образуется в результате агрегации f-центров, ионы свинца должны уменьшать выход серебра в согласии с опытом. [c.338]

Работа полупроводникового люминофора происходит следующим образом. Внешний источник, сообщая атому энергию W > AW, переводит электрон из валентной зоны в зону проводимости ), откуда часть электронов переходит на уровень ловушки (2), где может находиться длительное время. Далее возможна рекомбинация — воссоединение захваченного электрона с дыркой (5) — или возвращение электрона под действием теплового движения в зону проводимости [4) с переходом (5) в валентную зону. Переходы 3 и 5 сопровождаются излучением кванта света hf. В некоторых полупроводниках люминесценция обусловлена межпримесной рекомбинацией — переходом электрона от донора к акцептору. В электролюминофорах излучение происходит в результате рекомбинации носителей заряда при инжекции электронов из п- в р-область. [c.254]

В щелочно-галоидных кристаллах типа Na l полосы поглощения возникают при наличии вакансий. Нагревание кристалла Na l в атмосфере паров натрия приводит к некоторому избытку ионов натрия и обусловливает образование вакантных узлов в подрешетке хлора. При быстром охлаждении кристалла ( закаливании ) вакансии оказываются замороженными . На место отсутствующего отрицательного иона хлора для компенсации заряда может быть захвачен электрон. Образуется f-центр. Собственная частота электрона в f-центре приходится на видимую область спектра. В результате кристалл Na l окрашивается в желтовато-коричневый, а КС1 — в голубой цвет. Центры окраски в щелочно-галоидных кристаллах могут быть созданы также облучением образца рентгеновскими или гамма-лучами. [c.100]

Добавленный Lл частично замещает Ва, и одна валентность остает-с.я в избытке . При этом Т частично поддерживает электрическую нейтральность всего кристаллического тела, захватывая электроны. Но эти захваченные электроны находятся в кваз иустойчивом состоянии и потому под действием внешнего электриче-ско го поля легко перемещаются, становясь причиной повышения проводимости. Таким образом, при температуре, близкой к нормальной, вещество становится полупроводником с удельным объемным сопротивлением р, равным 10—10 Ом-м. Рассматриваемый материал вблизи 120°С обнаруживает резкое повышение р, которое подчиняется квадратично-кубическому закону (положительный температурный коэффициент), как это показано на рис. 5-2-12. Полупроводниковый титанат бария можно получить также восстановлением электроизоляционного ВаТЮз в атмосфере окиси углерода в соответствии с реакцией [c.330]

Если в начале ускорителя инжектированные электроны равномерно распределены по фазам и обладают одинаковыми импульсами, то при дальнейшем движении лишь часть электронов захватится в режим ускорения. Захваченные электроны занимают широкую область фаз, вследствие чего они находятся под действием неодинаковой по величине напряженности ускоряющей волны. В результате, пройдя одно и то же расстояние вдоль волновода, разные электроны получат различную энергию. Это приведет к большой ширине энергетического спектра ускоренных электронов, что нежелательно. [c.31]

Особо рассмотрим группировку и ускорение частиц в секции волновода с постоянной фазовой скоростью волны, равной скорости света. Для оценки эффективности группирующих свойств рассмотрим рис. 12, на котором построены фазовые траектории для Рз = 1 и Л = 2. Известно, что фазовые колебания при Р яг 1 прекращаются и частицы, достигая больших скоростей, могут лишь незначительно скользить относительно волны. Это скольжение тем медленнее, чем меньше разница между скоростью частицы и скоростью волны. Таким образом, у всех захваченных электронов фаза медленно убывает с ростом энергии и постепенно приближается к асимптотическому значению. Захват электронов начинается со значений Рнач>Ргран, согласно формуле (2.19а). [c.43]

Лаидау 150 Захваченные электроны 220 Захваченный магнитный поток 351 Звезда 30 [c.518]

Косвенным путём показано, что задерживающими центрами являются другие Лцентры. При освещении 1) кристалла светом в / -абсорбционной полосе в области температур, в которой наблюдается первичный фототок, Лполоса постепенно исчезает, а новая полоса появляется с длинноволновой стороны / -полосы. Эта новая полоса, называемая / -абсорбционной полосой, обычно частично перекрывает/ -полосу (рис. 265). Очевидно, / -полоса соответствует поглощению света центрами, которые образованы захваченными электронами. Измерения ) расстояния смещения на единицу напряжённости поля ю/ показывают, что эта величина обратно пропорциональна концентрации -центров (рис. 266). Этот результат даёт основание предполагать, что -центры действуют как захватывающие центры для свободных электронов и что каждый -центр состоит из дырки и двух электронов. Если это объяснение справедливо, то образование каждого -центра должно [c.595]

Если кристалл хлористого натрня, илгеющий F -цeнтpы, которые образовались при освещении окрашенного кристалла светом, лежащим в Лполосе, нагреть выше комнатной температуры, то -центры исчезают ), а вместо них появляются / -центры. Саедовательно, захваченные электроны могут быть термически освобождены и при высоких температурах будут в состоянии передвигаться на расстояния, большие, чем расстояние смещения ю. Это предположение подтверждается появлением вторичного фототока при температурах выше комнатной. Найдено ), что фототок продолжает возрастать после начала освещения и достигает величины насыщения. Время, необходимое для достижения этого значения фототока, уменьшается с повышением температуры (см. рнс. 264). Кроме того, с прекращением освещения ток полностью не исчезает. Вместо этого в момент выключения ток резко уменьшается иа величину, равную начальному подъему, а затем лишь постепенно затухает. На рис. 265 два ряда точек выше 25 С представляют соответственно начальный фототок и ток насыщения. [c.597]

Электроны, задержанные после их освобождения светом, могут быть снова освобождены термически при достаточно высоких температурах и Аюгут продолжать двигаться по направлению к аноду. Этот добавок ко вторичному току не может достигнуть мгновенно тока насыщения, если электроны задерживаются в течение измеримого интервала времени т. Допустим, что электроны освобождаются оптически со скоростью п в единицу времени, так что число их в кристалле к концу интервала времени t равняется ги. После этого первоначального освобождения электроны движутся, создавая таким образом первичный ток, но, пройдя расстояние ш, они задерживаются. Если вероятность того, что один из ni захваченных электронов вновь освободится за единицу времени, равняется 1 т, то полное число освобождённых электронов за единицу времени равняется л//т. Если предположить, что они опять проходят расстояние ш, а затем снова задерживаются, то вторичный ток как функция времени [c.597]

Захваченный электрон притягивает к себе близлежащие ионы серебра, эти ионы движутся по направлению к нему путём обычного процесса ионной проводимости. Один из ионов серебра достигает электрона и, нейтрализуя его, даёт атом серебра. Этот существенный пункт теории Гёрни и Мотта подтверждается тем фактом, чго галоиды серебра имеют значительную нониую проводимость при комнатной температуре (см. рнс. 66). Предполагается, что имеется только один илн два захватывающих центра в малых кристаллах, из которых состоят обычные фотографические эмульсии, так что практически все электроны, освобожденные в данном кристалле, собираются в одной точке. Следовательно, на каждый освобожденный фотоэлектрон приходится один атом свободного серебра в этом центре. Предполагается, далее, что образованные [c.704]

Гёрии и Мотт предполагают, что на ранней стадии образования скрытого изображения захваченные электроны имеют значительный шанс вновь оторваться и возвратиться к галоидному атому, из которого они вначале были вырваны, вследствие чего процесс окажется обратимым. Так как, однако, количество выделенного серебра возрастает, работа выхода захватывающих центров будет приближаться к значению около 4 еУ для металлического серебра, делая всё более и более трудным обращение процесса. Согласно наиболее надёжным измерениям, требуется от 5 до 10 квантов на зерно для образования стабильного скрытого изображения при наиболее благоприятных условиях. Этот факт указывает иа то, что работа выхода островка из 5 или 10 атомов серебра достаточно велика, чтобы предотвратить обратимость при обычных температурах. [c.705]

Многочисленными экспериментальными исследованиями Вебба и других показано, что при очень малых интенсивностях света эффективность получения скрытого изображения уменьшается с уменьшением интенсивности ). Этот факт находится в прямой связи с возможностью обратного процесса, рассмотренного в пункте 4, так как если интенсивность света слишком мала, то каждый атом может диссоциировать термически, прежде чем образуется другой атом. Однако эффективность образования скрытого изображения не возрастает непрерывно с увеличением интенсивности света, — обнаружено, что при больших интенсивностях эффективность падает. Повидимому, это обусловлено ограниченностью ионной проводимости. Если захваченные электроны не нейтрализуются сразу после захвата, некоторые из них смогут оттолкнуться от центров и рекомбинировать с дырками. В связи с этим Вебб ) показал, что эффективность образования скрытого изображения при температурах жидкого юздуха достигает некоторого малого значения, которое не зависит от интенсивности света. Повидимому, вероятность термической диссоциации атомов серебра и ионная проводимость исчезающе малы при этой температуре, так что свет заряжает центры настолько, что все другие электроны отталкиваются. Если кристалл нагреть, то значительная часть ионов серебра будет двигаться к электронам для того, чтобы нейтрализовать свой заряд их может оказаться достаточно для образования скрытого изображения. Если же их недо- [c.705]

Средний обмен энергией между захваченным электроном и волной после двух столкновений с потенциальными стенками (левой и правой), очевидно, равен нулю. Однако если захваченный электрон совершает столкновения с другими электронами чаще, чем он движется от одной потенциальной стенки волны до другой, то и прн усреднении по времени сохраняется реальный обмен энергией между электроном и волной. Из общих соображений ясио, что знак этого обмена таков, что электрон забирает энергию от волны, т. е. плазменные колебания затухают со временем из-за взаимодействия с электронами. В сущности, изложенный механизм есть не что иное, как затухание Ландау, когда распределение электронов стремится к равновесному максвелловскому распределению. В 3.2 мы видели, что затухание Ландау обязано как раз электронам, скорость которых равна фазовой скорости волны. [c.54]

Число захваченных носителей флуктуирует. Пусть Шт = = ПтА5 — число ловущек на малом элементе поверхности Д5 АЛ ( —число захваченных электронов на ге —плотность электронов в объеме и пусть ш — расстояние между ловушкой и поверхностью раздела оксидного слоя и полупроводника. Тогда ехр(—аш)—вероятность туннельного прохождения электронов. Если — глубина ловушки по отношению к дну зоны проводимости, а й (АЛ г) и г(Л1Л г) —скорости появления и исчезновения захваченных электронов, то [c.135]

Введем функцию распределения захваченных электронов по их (отрицательным) энергиям е. Основную роль будет, естественно, играть, ди4 узия по области энергий е ] Г. Напомним в этой связи, что температуру надо во всяком случае считать здесь малой по сравнению с ионизационным потенциалом атомов / при Г / газ был бы уже практически полностью ионизованным (ср. V, 104). [c.132]

Обсудим кратко возможные кинетические эффекты в плазме, вызываемые появлением циклотронных солитонов, в случае, когда давление плазмы меньше давления постоянного магнитного поля. Поскольку ВЧ-давление в солитоне уравновешивается магнитным давлением, а не давлением плазмы, то первое может приблизиться к давлению плазмы или даже превысить его. Выталкивание плазмы из солй-тона может задержаться из-за большой его длины вдоль магнитного поля, а также из-за продольной неоднородности магнитного поля (образования магнитных пробок). Способность циклотронных волн к самолокализации в виде солитонов дает возможность достижения большой плотности волновой энергии. Это, возможно, наблюдалось в экспериментах по ВЧ-нагреву плазмы в виде уширения спектральных линий излучения из плазмы [4.28]. Значительная плотность энергии колебаний электрического поля в солитоне может приводить к нагреву и аномальному сопротивлению. При этом энергия колебаний солитонного электрического поля посредством циклотронного резонанса переходит в поперечную кинетическую энергию захваченных электронов или ионов. Возможно, Что такой механизм объясняет появление частиц с большой поперечной энергией, зарегистрированных в режимах с убегающими электронами [4.4]. [c.90]

Изучение свойств электронной компоненты внутретшго радиационного пояса оказалось практически невозможным после высотного термоядерного взрыва Старфиш в США 9 июля 1962 г. Естественно захваченные электроны оказались замаскированными э.псктронами, инжектированными при взрыве (рис. 1.Л), Энергетический спектр протонов внутреннего радиационного пояса имеет широкий диапазон энергией от 58 МэВ до 600 МэВ. [c.41]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...