Переходом электронов

11.156. В случае возбуждения цепи от источника напряжения входная переходная характеристика цепи будет представлять переходную проводимость, которая определяется выражением

Таким образом, на первом этапе скачкообразно происходит накопление энеэгии в полях цепи, в данном случае в магнитном поле катушки. Накопленная энергия рассеивается в сопротивлениях цепи в переходном процессе, происходящем на втором этапе. Этот процесс начинается после действия второй, отрицательной, скачкообразной э. д. с. ( 12-5). Соответственно реакцию цепи, в данном случае ток i it), можно представить как сумму реакций на обе скачкообразные з. д. с. — положительную (+?) и отрицательную (—Е). При этом необходимо учесть, что переходную проводимость следует определять как функцию промежутка времени, отсчитываемого от момента действия скачкообразной э. д. с. до рассматриваемого момента времени t. Следовательно,

скачки равны Ди = -г—AJC. Составляющая тока, вызванная отдельным скачком напряжения, действующим в момент х, равна Дм Y (t — x). Переходную проводимость нужно рассматривать

Подынтегральное выражение в формуле (*) содержит переходную проводимость Y (t — х) цепи, а подынтегральное выражение в по-слгдней формуле — импульсную проводимость Y' (t) той же цепи.

Если в формуле (8.62) принять U = 1 В, то i(t) = g(t), т. е. переходная проводимость какой-либо ветви схемы численно равна току i(t) в этой ветви при подключении цепи к источнику постоянного напряжения в 1 В. Индексы у g(t)указывают на то, какую именно переходную проводимость имеют в виду. Если индексы одинаковы, то имеют в виду собственную переходную проводимость ветви, номер которой соответствует цифре, указанной в индексе; если индексы разные, то — проводимость между теми ветвями, номера которых указаны в индексе. Например, если источник постоянного напряжения U при нулевых начальных условиях включают в первую ветвь, то ток первой ветви f, (t) = Ugu (t), а ток третьей ветви

Переходную проводимость можно определить расчетным либо опытным путем. При расчете gkk(t) классическим или операторным методом ток fe-ветви находят при включении источника постоянного напряжения в й-ветвь; gkk(t) ток /г-ветви вычисляют при включении источника постоянного напряжения U в m-ветвь. Далее, в полученных формулах полагают U — 1 В. При опытном определении переходной проводимости ток i(t)соответствующей ветви находят путем осциллографирования.

Пример 97. Определить переходную проводимость схемы 8.2.

Пример 98. Найти собственную переходную проводимость первой ветви g\\(t), взаимную и переходную проводимость между третьей и первой ветвями g^\(t) и переходную функцию напряжения на конденсаторе huC(t) для схемы 8.34. Параметры схемы: /?, = 1000 Ом; R2 = 2000 Ом; С = 50 мкФ. Решение. По определению,

Пример 99. Определить взаимную переходную проводимость между первой и третьей ветвями схемы 8.4, а при включении источника ЭДС в первую ветвь и следующих значениях параметров: R\ = R2 = 100 Ом; Z,t = 1 Гн; С = 100 мкФ.

Под g(t) понимают переходную проводимость, либо переходную функцию в зависимости от того, чем является х по отношению к вынуждающей силе f(t)',g(t) определим как решение (а) при f(t) = 1.

Для того чтобы определить переходную проводимость, численно равную току схемы при включении ее под единичное напряжение, применим операторный метод.

Другой характерной особенностью р — n-перехода с вырожденными полупроводниками является то, что уровень Ферми для полупроводника n-типа лежит в зоне проводимости, а для полупроводника р-типа — в валентной зоне, поэтому контактная разность потенциалов [см. уравнение (3.2)] близка к ширине запрещенной зоны и достигает значительной величины. Однако эта разность потенциалов не является достаточной для того, чтобы вызвать туннельное прохождение электронов сквозь р — «-переход. При приложении внешнего напряжения в обратном (запирающем) направлении напряженность поля достигает критического значения, при котором наступает пробой, обусловленный туннельным переходом электронов через барьер.

Рассмотрим контакт металл - электронный полупроводник ( 3.21). Если напряженность внешнего электрического поля направлена так, как изображено на 3.21, то прохождение электрического тока через контакт будет связано с переходом электронов из полупроводника в металл. Однако энергия электронов в зоне проводимости полупроводника больше, чем у электронов проводимости в металле. Поэтому электроны, переходя из полупроводника в металл, избыток энергии передадут кристаллической решетке в области контакта. В результате этого переход электронов из полупроводника в металл будет сопровождаться выделением тепла на контакте и его нагревом.

При противоположном направлении напряженности внешнего электрического поля прохождение электрического тока будет связано с переходом электронов из металла в полупроводник, т. е. с уровней с меньшей энергией на уровни с большей энергией. Энергию, необходимую для этого, электроны получают от кристаллической решетки в области контакта, что приводит к его охлаждению.

обусловленный переходом электронов из n-области в р-область и дырок из р-области в n-область; ср3 — ширина запрещенной зоны в полупроводнике; срт = kT/e0 — температурный потенциал; е0 — заряд электрона; k — 0,86.10~4 эВ/градус, постоянная Больц-мана; Т — абсолютная температура.

условлен переходом электронов из металла в кремнии и достаточно мал:

Электродвижущие силы возникают также при соприкосновении разнородных металлов. В этом случае возникновение э. д. с., называемых контактными э. д. с., связано с переходом электронов проводимости в месте контакта от одного металла в другой и образованием: вследствие этого в одном металле избыточного положительного, в другом — избыточного отрицательного электрического заряда. Этот переход электронов может рассматриваться как результат действия в месте контакта стороннего электрического поля, имеющего неэлектростатический характер. Появление на соприкасающихся металлах зарядов разных знаков приводит к возникновению так называемой контактной разности потенциалов, равной при отсутствии тока контактной э. д. с. Контактная э. д. с. зависит от.рода соприкасающихся металлов и от температуры.

В генераторах Ганна, имеющих толщину кристалла с высоким удельным сопротивлением более 200 мкм и работающих в пролетном режиме, колебания получаются, как правило, некогерентными. Это вызвано наличием в каждом из кристаллов нескольких дефектов, на которых могут зарождаться домены. Путь, пробегаемый доменом от места его зарождения до анода, определяет период колебаний. Поэтому если домены зарождаются на различных неоднородностях кристалла, т. е. на различных расстояниях от анода, то колебания будут иметь шумовой характер. Применение приборов с междолинным переходом электронов практически оправдано в диапазоне частот более 1 ГГц, что соответствует толщине высокоомного полупроводника /^ 100 мкм.

в пределах соответствующей разрешенной зоны. Возможно примесное поглощение фотонов, при котором их энергия идет на возбуждение примесных уровней. Кроме того, в полупроводниках может происходить поглощение фотонов кристаллической решеткой, поглощение с переходом электронов с акцепторного на донорный энергетический уровень и некоторые другие виды поглощения.

Туннельный пробой связан с туннельным эффектом — переходом электронов сквозь потенциальный (энергетический) барьер без изменения энергии. Туннельный эффект наблюдается только при очень малой толщине барьера — порядка 10 нм, т.е. в переходах между сильно легирован* ными р+- и /^-областями (при Л^9, Л/а>Ю18см~3). На рис, 2. 12 показана энергетическая диаграмма р+-п+-перехода при обратном напряжении, стрелкой обозначено направление туннельного перехода электрона из валентной зоны р+-области в зону проводимости п+-области. Электрон туннелирует из точки / в точку 2, гетическим барьером треугольной формы ный треугольник с вершинами в точках электрона при этом не изменяется.

(где К — длина волны, мкм) затрачивается в собственном полупроводнике на образование электронно-дырочных пар за счет переброса электронов из валентной зоны в зону проводимости. Поэтому существует граничная длина волны, определяемая энергией кванта, достаточной для перехода электрона с самого верхнего уровня валентной зоны на самый нижний уровень зоны проводимости, т. е. равная ширине запрещенной зоны полупроводника. Отсюда по длинноволновому краю фотопроводимости (ДКФ) можно определить ширину запрещенной зоны полупроводника ( 8-7). Для этого, экстраполировав круто падающий участок кривой до пересечения с осью абсцисс, находят граничную длину волны >р и энергию квантов, обусловливающую начало фотопроводимости. Так как запреа;енная зона различных полупроводниковых веществ имеет ширину от десятых долей электрон-вольта до 3 эВ, то фотопроводимость может обнаруживаться в инфракрасной, видимой или ультрафиолетовой части электромагнитного спектра. Из 8-7 видно, что оптическая ширина запрещенной зоны германия 0,7 эВ, пороговая длина волны равна примерно 1,8 мкм, т. е. лежит в инфракрасной области спектра. Фотопроводимость при волнах короче 1,8 мкм определяется переходом электронов с более низких уровней валентной зоны на более высокие уровни зоны проводимости. На кривой 8-7 показан «тепловой хвост», тянущийся до 1,9 — 2 мкм. Наличие «теплового хвоста» (т. е. небольшой фотопроводимости), вызываемое квантами света с энергией, несколько меньшей ширины запрещенной зоны полупроводника, можно объяснить двумя физическими явлениями:

Иная картина наблюдается для вырожденного газа. В таком газе основная масса электронов, энергия которых меньше ферми-евской, не может принимать участия в процессах рассеяния и изменять состояние своего движения под действием внешнего поля, так как это связано с переходом электронов на соседние уровни энергии, которые полностью заняты. Поэтому реагировать на внешнее поле могут только электроны, расположенные у уровня Ферми (ферми-евские электроны). Под действием внешнего поля <§ эти электроны, как показано на 7.1,6, смещаются из левой части распределения в правую. При этом слева, откуда электроны уходят, фермиевское