Плотности одиночного

такой температуры, при которой кинетическая энергия электронов становится больше так называемой работы выхода из металла и возникает термоэлектронная эмиссия. Если второй электрод, называемый анодом, имеет нулевой потенциал относительно катода, то часть электронов, достигших анода, образует небольшой ток, а другая часть заполняет пространство между катодом и анодом (объемный заряд). При положительном потенциале анода относительно катода ток возрастает, плотность объемного заряда уменьшается, и возникает новое состояние равновесия, соответствующее увеличенной скорости движения электронов к аноду. С уменьшением плотности объемного заряда по мере роста потенциала анода ток стремится к предельному значению —

В § 3.1 подробно рассмотрены физические процессы, связанные с образованием объемных зарядов в области р — «-перехода. Рассмотрим количественные соотношения для объемных зарядов, образующихся в р — «-областях. Для этого проанализируем распределение плотности объемного заряда и поля в области резкого р — «-перехода. Рассмотрим график распределения концентрации примесей для этого перехода ( 4.2), принимая за начало отсчета (х=0) середину перехода. Для упрощения будем считать, что концентрации примесей (доноров и. акцепторов) равны между собой, причем при л: ^ 0 концентрация равна Nd, а при х ^ 0 равна 'Na. В этом случае значения х в р-области будут положительными (х> > 0), а в п-области — отрицательными (х < 0). При отсутствии внешнего электрического поля и в условиях теплового равновесия во всем объеме, кроме слоя объемного заряда, сохраняется электрическая нейтральность.

В га-области (при х ^ 0) плотность объемного заряда положительна, а в р-области (при х ^ 0) — отрицательна. В соответствии с выражением (4.2) плотность объемного заряда вблизи х = О для га-области равна р = qNd, а для р-области р. = —qNa, т. е. на границе раздела (х = 0) происходит скачкообразное изменение плотности объемного заряда ( 4.3).

Мы рассмотрели идеальный случай распределения плотности зарядов в области резкого р — n-перехода при одинаковой концентрации доноров Wd и акцепторов ЛГ„. На практике часто приходится иметь дело с несимметричными р — га-переходами, у которых Nd Ф =? Na. Для этих переходов суммарная плотность заряда остается равной нулю, но заряды в р- и га-областях будут иметь различную толщину, причем в слое с меньшей концентрацией примеси область объемного заряда шире, чем в слое с большей концентрацией. Распределение плотности объемного заряда для этого случая показано на 3.6, г.

На 2.19, а показано распределение плотности объемного заряда р в области перехода. Здесь dn, dp — границы областей объемного заряда в п- и р-областях. Поскольку концентрации подвижных носителей заряда в области перехода снижены, при расчетах их обычно не учитывают.

2.19. Равновесное состояние р-гс-перехода: распределение плотности объемного заряда р (а), потенциала ф (б), напряженности электрического поля Е (в) вдоль перехода; энергетические диаграммы п- и р-областей в отсутствие контакта между ними (г); энергетическая диаграмма р-га-перехода (д); распределение электронов в n-области и дырок в р-области по энергиям (е)

На 2.20, а, б показано распределение концентраций легирующей примеси и плотности объемного заряда р (я) в так называемом линейно-плавном р-п-переходе. При этом изменение концентрации примеси N (х) = ах, где а = grad /V (x) = = const. Решение уравнения Пуассона для толщины слоя объемного заряда в этом случае выглядит так:

2.20. Распределение концентраций легирующей примеси (а) и плотности объемного заряда р (б) в линейно-плавном переходе

Пусть имеется кристалл полубесконечного объема, поверхность которого имеет координату х=0 ( 5.1). Полупроводник содержит доноры и акцепторы, концентрации которых Nd и Na. Изгиб энергетических зон соответствует ефп, поверхность характеризуется потенциалом 4V Определим распределение плотности объемного заряда, полагая, что акцепторные и донорные примеси полностью ионизированы. В объеме полупроводника вдали от поверхности, где ее влияние уже не сказывается, соблюдается условие электронейтральности

где AxQ — постоянная величина, зависящая от протекающего тока, его частоты и плотности объемного заряда. Величина 2Дд:0 определяет разрешающую способность метода по глубине Рассчитав напряжение на структуре, получим

5.10. Зонная диаграмма структуры металл — полупроводник при обратном напряжении в стационарном состоянии (а), распределение плотности объемного заряда в момент времени tf=0 (б) и плотности объемного заряда в стационарном состоянии (в)

6.7. На дифференцирующую цепь (см. 6.1) воздействует периодическая последовательность прямоугольных импульсов с амплитудой ?=10 В, длительностью ти = 0,5 мс, с периодом Т—\ мс. Начало отсчета времени t = 0 совпадает с фронтом одного из импульсов. Постоянная времени цепи ЛС = 0,159 мс. Основываясь на спектральной плотности одиночного импульса, найти спектр входной импульсной последовательности. Основываясь далее на передаточной функции цепи, найти спектр выходного сигнала.

можно однозначно задать и сигнал u(t). Модуль спектральной плотности одиночного прямоугольного импульса имеет вид, показанный на 1.5. Напомним, что спектральные составляющие в области низких частот (<о < 2л/т) несут основную энергию импульсного сигнала и задают его форму в области вершины. Ширина первого «лепестка» спектра, ограниченная частотой coj = 2л/т, близка к энергетической ширине спектра импульса. На высоких частотах (ш > > 2л/т) амплитуды спектральных составляющих малы и доля энергии сигнала, заключенная в них, также невелика. Однако они определяют форму фронтов импульса, и потеря этих составляющих приводит к искажению формы сигнала в окрестности точек разрыва функции u(t), т. е. в точках / = 0 и t «=> т.

1.9. Переход спектральной плотности одиночного импульса (а) в дискретный спектр бесконечной последовательности импульсов (б); спектральная плотность трех отдельных импульсов (в); спектральная плотность пяти импульсов (г) с интервалом между импульсами Т.

импульсов прямоугольной формы показан на 8.9,г, он содержит составляющие с частотами п/ь где п=1, 2,3,... С учетом такого -спектрального состава гетеродинного напряжения в тракт 1ПЧ будут проходить все входные сигналы, имеющие частоты вида nfi±fn4- Оценим ширину спектра гетеродинного напряжения. Его огибающая, соответствующая спектральной плотности одиночного прямоугольного импульса длительностью т, пропорциональна sin я/т/я/т. Она спадает до уровня 0,7 'при /—0,45/т и обращается первый раз в нуль при /=l/tr. При r<^T='\/fl спектр последовательности импульсов содержит большое число гармоник, занимая полосу частот, отсчитываемую на уровне 0,7 от fi до nf\ «0,45/т. Современные импульсные устройства позволяют формировать импульсы длительностью 0,45-10-9 с, т. е. получать n/!>1000 МГц. В этом случае при fl = 1 МГц спектр гетеродинного напряжения содержит тысячу гармоник основной частоты f{. При плавной перестройке частоты гетеродина с 'перекрытием 2 от 1 до и МГц с помощью гармоник 'будет плавно перекрыт широкий диапазон частот 1 ... 1000'МГц, т. е. для частот входного сигнала будет получено перекрытие 103. Для перекрытия диапазона частот 1 ... 1024 МГц при использовании только первой гармоники гетеродина, имеющего перекрытие 2, потребовалось бы иметь 10 поддиапазонов, что резко усложнило 'бы конструкцию гетеродина и систему управления его частотой. Рассмотренный стробоскопический преобразователь частоты удобно сочетается с системой ФАПЧ, выделенной на 8.8. Это позволяет во всем широком рабочем диапазоне частот преобразователя получить постоянную высокостабильную ПЧ.

где С2(0) и G2(nco0) — значения квадратов модулей спектральной плотности одиночного импульса 'Соответственно на нулевой частоте и частоте n-й гармоники.

го ряда Фурье) и 2/Т (для тригонометрического ряда) является огибающей спектра периодической последовательности подобных импульсов. Аргумент спектральной плотности одиночного импульса 0 (со) является огибающей фаэовото спектра периодического сигнала.

Пользуясь выражениями (2.33) и (2.34), можно по спектральной плотности одиночного импульса построить амплитудный и фазовый спектры периодической последовательности импульсов.

Отметим связь между значениями спектральной плотности одиночного импульса и амплитудами гармонических составляющих периодической последовательности таких импульсов. Для этого сравним выражение (12.6) комплексных амплитуд гармонических составляющих периодической последовательности импульсов с периодом Т со спектральной плотностью одиночного импульса той же последовательности (см. формулу 12.11), если импульс существует

Таким образом, амплитуда k-и гармоники разложения в ряд периодической последовательности импульсов с угловой частотой со0 связана со значением спектральной плотности одиночного импульса

Итак, модуль спектральной плотности одиночного импульса и огибающая линейчатого спектра периодической последовательности полу* ченной путем повторения заданного импульса, совпадают по форме и отличаются только масштабом

Итак, модуль спектральной плотности одиночного импульса и огибающая линейчатого спектра периодической последовательности, полученной путем повторения заданного импульса, совпадают по форме и отличаются только масштабом.

соответствия функций S (со) и и (t) дает возможность задавать импульсный сигнал и в форме его спектральной характеристики. Комплексная функция S (со) может быть представлена в виде5 (<й) = $(ю)е/ф<"", где S (со) —модуль, а ф(о>) —фазовый аргумент спектральной функции. Задав функции S (со) и ф(«), можно однозначно задать и сигнал и (t). Модуль спектральной плотности одиночного прямоугольного импульса имеет вид, показанный на 1.5. Напомним, что спектраль-