Плотность р-л-переход

Первое из этих свойств — это отношение плотности тока через р — п-переход к плотности тока через Р — Л -переход. Из соображений, подобных тем, которые приводились при выводе выражения (4.5.38) для гетероперехода, отношение плотности тока инжекции через р — п-переход к плотности тока инжекции через Р — Л -переход in будет [c.263]

Рис. 7.12.3. Зависимость пороговой плотности тока (верхние кривые, левая шкала) и длины волны генерации (нижние кривые, правая шкала) от темпе-ратуры р —л-перехода [214].

Считая, что средняя плотность микроплазм по площади центрального р-я-нерехода постоянна, для уменьшения полного дифференциального сопротивления и увеличения допустимого обратного тока следует увеличивать диаметр центрального р-л-перехода. [c.84]

Имеется ступенчатый р-п переход на основе германия. Удельные сопротивления при комнатной температуре областей пар соответственно равны 10 и 10 Ом-м. Подвижности электронов и дырок соответственно равны Нп = 0,36 м /(В-с) и Цр = = 0,17 м2/(В-с). Плотность собственных носителей л,- = 2,5-10 м . Рассчитайте плотности носителей в областях и р. [c.386]

Здесь первый множитель под интегралом показывает вероятность отсутствия удара до момента , а величина й1/т равна вероятности "измерения" на интервале Если мы переходим к усредненной по времени вероятности, то число ударов за время Л/ следует считать равным Аг/т. Таким образом, предлагаемая логика автоматически приводит к классической цепи Маркова, а квантовый подход понадобился лишь для нахождения вероятностей перехода от одного "измерения" к другому. В итоге, для многих последовательных измерений мы получаем диффузионное уравнение (143) для р , 1) с Максвелловским распределением частицы по скоростям. От этих вероятностей можно было бы перейти к матрице плотности р х,х ) = (ф х)ф х )). Но как мы видим, в этом нет большой нужды. Найденные нами усредненные волновые пакеты, которые входят в выражение (147), играют роль базиса, в котором матрица плотности имеет диагональный вид р х,х ) представляет собой случайную выборку одного из таких пакетов с вероятностью, которая предписывается извне оператором измерения М ф). В результате для описания статистических свойств случайной волновой функции основную роль играют именно свойства "измерения", а свободный пролет частицы от одного "измерения" до другого "измерения" определяет лишь величину коэффициента диффузии П. [c.142]

Когда Кт О, т. е. размеры и плотность твердой частицы бесконечно малы, величина Мр, естественно, переходит в М- Изменения величины р в зависимости от т]/Л и Кр легко можно проследить с помощью соответствующих кривых для процесса переноса количества движения. [c.86]

Проявление кризиса теплообмена в змеевиках значительно отличается от такового в прямых трубах. Это объясняется отличием режимов потока за счет влияния кривизны. Переход к кризису на разных образующих трубы происходит при разных паросодержаниях. Критические паросодержания на разных образующих являются функциями массовой скорости и плотности теплового потока. При высоких массовых скоростях гравитационные эффекты малы, они существенны лишь при малых рш, для которых х р имеет минимальное значение. Пузырьковое кипение оказывается существенным до л яа 1,0, что увеличивает <7кр- С увеличением радиуса закрутки змеевика критическое паросодержание изменяется. [c.84]

Р (0,013) 5 (0,023) N1 (0,27) О2 (0,06), А1 (0,034),, для которой потенциал катодной защиты составляет 920 мВ,, при повышении температуры морской воды с солесодержанием 36 г/л от 5 до 15 °С и от 15 до 25 °С ток катодной защиты увеличивается при ламинарном движении воды соответственно на 14 и 22%, в турбулентном режиме — на 24 и 29%. В воде с солесодержанием 36 г/л и концентрацией растворенного кислорода 6,5 мг/л плотность тока катодной защиты составляет 0,10—0,15 мА/см , при концентрации кислорода 1,5 мг/л — 0,02—0,03 мА/см , 1В воде с солесодержанием 18 г/л и концентрацией кислорода 6,5 и 1,5 мг/л — соответственно 0,09—0,12 к 0,02—0,03 мА/см . При переходе от ламинарного режима течения жидкости к турбулентному ток катодной защиты повышается на 100—120% в воде с солесодержанием 36 г/л и на 16— 30% в воде с солесодержанием 18 г/л [50]. [c.93]

В настоящее время установлено, что некоторые элементы, например германий и кремний, имеющие ковалентный тип химической связи между атомами в твердом состоянии, после плавления переходят в металлическое состояние. Это происходит за счет разрушения пространственной системы жестких р -гибридных связей и сопровождается увеличением концентрации свободных электронов и координационного числа. Это заключение подтверждено исследованиями электропроводности, плотности и других свойств, а также рентгеноструктурными исследованиями (см. Р е г е л ь А. Р., сб. Вопросы теории и исследования полупроводников и процессов полупроводниковой металлургии , Изд-во АН СССР, 1955 Глазов В. М., Чижевская С. Н., Глаголева Н. Н., Жидкие полупроводники, изд-во Наука , 1967.— Прим. перев. [c.23]

Трудно связать температурные зависимости вычисленной /ном и экспериментальной пороговой плотности тока /пор. Температурная зависимо сть /ном содержит только температурную зависимость коэффициента усиления. В ОАз—AUGai s ДГС-лазерах, а также в гетеролазерах иа других системах важный вклад в температурную зависимость /пор может давать утечка электронов из активного слоя в Р-ЛиОа1 А5-слой. Значение температуры, при котором утечка носителей приводит к возрастанию /пор, зависит от молярной доли AlAs [94, 95]. Дополнительный ток, вызванный утечкой носителей, рассматривается в б гл. 4. Он пренебрежимо мал вплоть до комнатной температуры при л = 0,3. Хаясн и др. [96] получили приближенное экспериментальное соотношение /пор ехр (Г/Го) с Го, лежащей в области от 120 до 165 К- Экспериментально измеренное возрастание /пор в 3—5 раз при изменении температуры в пределах от 100 до 300 К находится в согласии с расчетной зависимостью /ном, приведенной на рис. 3,8.8 (см. 4 гл. 7). Проведение расчетов зависимости коэффициента усиления от /ном для температур, превышающих 300 К, представляет определенный интерес, поскольку исследования деградации лазеров часто проводят при повышенных температурах, и ДГС-лазеры, рабо-тающие в непрерывном режиме при комнатной температуре теплопровода, имеют температуры р — л-переходов выше примерно на 5—20 °С. [c.203]

В общем случае плотность рекомбинационного тока при прямом папряжепип па р-л-переходе можно написать как [c.48]

Уравнения Эйнштейна связывают тензор энергии (массы), удовлетворяющий уравнению дх = О, с метрическим тензором искривленного пространства-времени. Отказ от объемного искривления пространства, т. е. переход к плоскому пространству-времени Минковского приводит к тому, что всеобщая история распределения вещества в соответствии с ОТО не дает осмысленных результатов. К примеру, положив в космологических уравнениях (П2.40) величины = О, = О, получим -аеТ " = и далее р = -Л/ае. При Л = О имеем для плотности массы р = 0. Понять физический смысл этого эффекта или дать физическую интерпретацию постоянной тяготения Эйнштейна при этом довольно затруднительно. Из этого рассмотрения вытекает, в частности, вывод о том, что уравнения Эйнштейна не дружат с метрикой Минковского. Напротив, релятивистские теории гравитации (РТГ), базирующиеся на гипотезе о развитии гравитационного поля в пространстве-времени Минковского (см., например, работы [202-205]) и на отказе от метрики Римана, пытаются приобщить поле тяготения к плоским физическим полям в смысле Фарадея-Максвелла. Различные вариации РТГ предстают, таким образом, как своеобразные обобщения классической теории гравитации Ньютона (постньютоновские обобщения) применительно к релятивистскому случаю, т. е. формируют уравнения и их решения в галилеевых координатах в инерциальной системе отсчета. Отсюда калибровка, спиновые и другие эффекты плоского гравитационного поля в РТГ при попытках создания теории единого всеобъемлющего полевого взаимодействия. [c.455]

Здесь л есть матричный элемент перехода Ь /, Ь1/— операторы рождения и уничтожения состояний 2> и 1> -то атома Е<-)(л/.) есть отрицательно-частотная компонента напряженности поля в месте нахождения -то атома этот оператор содержит оператор уничтожения для фотснов с частотой ш. При исследовании взаимодействия с излучением мы примем, что соблюдается так называемое необратимое приближение, т. е. что начальное распределение (тепловое распределение) атомов не изменяется существенно под действием излучения. Следовательно, если вначале, т. е. при 1 = 0, полный оператор плотности может быть представлен в виде р(0) = р/1 (О)р (0) (произведение множителей, соответствующих атомам и полю излучения), то при >0 должно соблюдаться соотнощение р( ) = (О)р ( ). Можно построить уравнение движения отдельно для рг(0> 6СЛИ в уравнении для полного оператора плотности р образовать след по отнощению к атомной парциальной системе при этом следует указать, что ро-цедура аналогична примененной в п. 3.113, хотя там [c.461]

Рассмотрим сначала ковалентную связь атомов теллура. В атомах теллура заняты атомные орбитали 5з) (5р). Под молекулярной орбиталью понимается линейная комбинация 5р-орбиталей двух атомов, лежащих в направлении связи (например рг). Энергия симметричной линейной комбинации атомных волновых функций, которая соответствует концентрации заряда в пространстве между атомами, уменьшается при сближении атомов. Наоборот, энергия антисимметричной комбинации, уменьшающей плотность заряда между атомами, увеличивается, что приводит к расцеплению уровней, показанному на рис. 5.4, а. Первое из этих состояний обычно называется а (связывающим)-состоянием, а второе — а (антисвязывающим)-состоянием. Атом теллура обычно образует две связи, при этом вторая (например ру) образуется под прямым углом к первой. Четыре валентных р-электрона атома Те переходят на нижние энергетические уровни, соответствующие каждой из связей (общей для двух соседних атомов), а два оставшихся электрона переходят на несвязывающую р (л)-орбиталь. Это приводит к общему понижению энергии, соответствующему появлению энергии связи. Если бы атом теллура образовывал третью связь с помощью рд -орбитали, то только один из атомных электронов занял бы нижнее энергетическое состояние а, а другой должен был перейти в более высокое состояние о. Поскольку в первом приближении расщепление уровней симметрично, общего понижения энергии не будет, поэтому третья связь обычно не является стабильной. (Условия, при которых [c.88]

При вышеприведенных условиях, управляю1цих плотностями населенности на вращательных подуровнях, можно вычислить избыток (или недостачу) на различных Р- и Д-ветвях данной колебательной полосы (см. рис. 9). При помощи ряда рассчитанных кривых можно сделать следующие полезные заключения. Первое — некоторые Р-переходы дают избыток даже в том случае, когда полная колебательная плотность населенности на низшем лазерном уровне превосходит плотность на высшем. Такая ситуация называется частичной инверсией , так как Л-переходы [c.70]

Из выражения (2-11) видно, что с ростом напряжения ток растет медленнее, чем для идеального р-л-пере-хода, так как в показателе экспоненты стоит множитель 1/2. Этот множитель означает, что падение напряжения на вентиле за вычетом падения напряжения на базовой области делится между двумя переходами р-1 и г-л (или между р-п и П-П+) поровну, так как предполагается, что они соверщенно идентичны. Кроме того, предэкспоненци-альный множитель /о отличается от /, являющегося плотностью тока насыщения. Например, для кремния с рисх = 80 ом-см имеем = 250 мкм и , = 200 мкм, что соответствует Тр = 20 мксек, величина предэкспоненци-ального множителя /о составляет 2 10 а1см , в то время как /,,==5- 10 ° а см , /( = 94 мв, т. е. составляет малую величину. Для 1в>с1, например для в = 500 мкм, имеем иа = 7 мв, /о=2- 10 а/см . [c.55]

При оценке этих слагаемых следу т иметь в виду, что в некоторых случаях фазовые переходы нежду твердой фазой и жидкостью (р О, ю О), между угл-)водородной и водаой фазами (p w), т. е. между фазами с ])азличающимися плотностями Рр и pt ,, происходят только за счет переходов из одной фазы в другую малых добавок (солеи, Г АВ, полимеров и т. д.). Указанные переходы малых масс не л огут заметно изменить объем жидкости. При этом основная ма са фильтрующейся жидкости в виде воды д нефти претерпевав г переходы лишь между подвижными и неподвижными фазами типа 1 2 или 3= 4. Эти иереходы хотя и охватывают знач 1тельные массы, тем не менее в соответствии с (8.2.15) не мог/т изменить объем жидкости, так как они происходят между фазами с одинаковыми истин- [c.309]

РЕЗОНАНСНАЯ КОНВЕРСИЯ НЕЙТРИНО — гипо-тетич. процесс перехода одного типа нейтрино в другой при распространении в среде с монотонно изменяющейся плотностью. Переход осуществляется непрерывно, в соответствии с вариациями плотности и в осн. при пересечении слоя с т. н. резонансной плотностью. Необходимым условием Р. к. в. является смешивание нейтрино, участвующих в конверсии. Возможность Р. к. н. была показана С. П. Михеевым и А. Ю. Смирновым в 1985 [1], при этом использовались результаты Л. Вольфенстайна [2] 1978—80 по осцилляциям нейтрино в веществе с пост, плотностью (в литературе Р. к. н. часто называют МСВ-эффектом, по именам Михеева, Смирнова, Вольфенстайна). [c.311]

В свободном виде серебристый металл. При низких темп-рах устойчив < -Sm с ромбоэдрич. крйсталлич. структурой, п аметры решётки а = 0,3626 нм и с — 2,618 нм. При высоких темп-рах устойчив p-Sm с объёмноцентрировавяой кубич. структурой с параметром решётки а = 0,407 нм,, Темп-ра перехода а р 917°С (по др, данным, 855 С). Плотность a-Sm 7,537 кг/дм , p-Sm 7,40 кг/дм , = 1073 С, ок. 1800°С. Уд. теплоёмкость Ср — 29,5 Дж/(моль.К), теплота плавления 8,61 кДж/моль. Те. ш-ра Дебая 148 К. Теплопроводность металлич. Sm 13,3 Вт/(м-К), коэф. линейного расширения 10,4-10 К (при 298 К). Уд. электрич, сопротивление 1,05 мкОм-м (при 293 К), термич. коэф. электрич. сопротивления 1,48-10 К (при 273—373 К). С.— парамагнетик, магн. восприимчивость 8,49-10 . Тв, по Брине л ЛЮ С. чистотой 99,5% 343—441 МПа, модуль нормальной упругости 34,1 ГПа, модуль сдвига 126,5 ГПа. [c.406]

Они вместе с выражениями для поверхностных плотности мряда а н тока i через у получаются из (23) предельным переходом (я—нормаль к границе раздела, направленная из первой во вторую часть среды). Здесь для определённости пространство-время предполагается плоским, а ва-куум — однородным и изотропным, используется инерци-альная система отсчёта, к.-л. образом связанная со средой в целом. Все свойства среды, за исключением сторонних зарядов ptj и токов j , включены в новое поле электрич. индукции /)"( , г) или полной электрич. поляризации Р (Г, )] и задаются функционалом j[E, В]. В линейной Э. соответствующее материальное ур-ние имеет вид [c.529]

Поскольку возмущение нестационарно, конечные состояния должны характеризоваться плотностью конечных состояний, а вероятность перехода из состояния v в любое из состояний % должна находиться интегрированием по oxv Предполагая, что плотность конечных состояний р(Я) является медленно меняющейся функцией л, запишем вероятность перехода в единицу времени в виде [c.154]

Фазовый портрет этих уравнений при = О изображен на рис. 3.1. К окружности Г, состоящей из состояний равновесий, асимптотически приближаются все остальные фазовые точки, за исключением точки неустойчивого равновесия О. Наличие малых случайных воздействий ( Ф 0) приводит к случайным блужданиям фазовой точки в окрестности Г, т. е. амплитуда колебаний А близка к двум, а фаза медлеппо меняется и может накапливать свои изменения. В установившемся состоянии плотность вероятностей р А, ф) не зависит от угла ф и изображается поверхностью вида, показанного на рис. 3.2. Таким образом, входное случайное воздействие преобразуется в осцилляторе Ван-дер-Поля в выходные флуктуации амплитуды колебаний и случайный дрейф фазы ф. Для отыскания соответствующей плотности вероятностей может быть составлено широко известное уравнение в частных производных Эйнштейна — Фоккера — Планка. С помощью этого уравнепия может быть найдено не только установившееся распределение вероятностей, т. е. уравнение изображенной на рис. 3.2 поверхности, но и процесс ее установления, а также плотности вероятностей перехода из одного состояния Л, ф в другое А, ф за р я т [216, 310, 320, 342]. Эта плотность вероятностей р А, ф А, ф т) при тимеет пределом установившуюся плотность вероятностей р А). [c.59]

Здесь а> — частота, к — волновое число, г = т / J, — время релаксации вязко-упругой среды с динамической вязкостью п и модулем сдвига ц, с = у/(л/р — скорость звука, р — плотность среды, Х = и/с — характерный масштаб среды, обладающей кинематической вязкостью и = г /р. В длинноволновой области к к , фиксируемой фаничным значением к = (2А)", получаем обычный закон дисперсии ш = -г/г диссипативной среды со временем релаксации т при к > к частота (3.1) приобретает действительную составляющую, и при < А < а , где а — характерное расстояние между атомами, реализуются колебания с частотой ск и временем затухания 2т, Это означает, что на малых расстояниях г < А, где проявляются только колебания атомов, среда ведет себя упругим образом. На гораздо ббльших масштабах г > А начинает сказываться перестройка потенциального рельефа, и среда проявляет вязкие свойства (рис. 65), Отметим, что масштаб А играет роль параметра обрезания в известной формуле, определяющей энергию дислокации Е 1п I [196]. Температурная зависимость сдвиговой вязкости т] = ир обеспечивает изменение величины А(Г). Это может привести к вязко-упругому переходу неоднородной среды, характеризуемой мезоскопическим масштабом Ь > а. Точка такого превращения фиксируется условием А(Г) = Ь. [c.226]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...