Ток дрейфовый

Приложение к р-п-переходу положительного потенциала U > О, прямое смещение) приводит к изменению взаимного расположения уровней Ферми (рис. 9.21,6), уменьшению потенциального барьера, росту диффузионного тока (дрейфовый ток остается неизменным). Результирующий ток через /7-л-переход носит название прямого тока. Если и <0 (обратное смещение), то барьер увеличивается (рис. 9.21, в), диффузионный ток уменьшается, дрейфовый ток остается неизменным. Результирующий ток называется обратным током. Уравнение вольт-амперной характеристики (ВАХ) уз-п-перехода в этом случае имеет вид [c.499]

Усиление поверхностных рэлеевских волн постоянным электрическим током (дрейфовым полем), являющееся наиболее интересным аспектом взаимодействия этих волн с электронами, наблюдалось и- изучалось целым рядом авторов [13, 16, 18, 163, 166, 186—190]. [c.233]

Это среднее значение скорости в ускоренном движении получило название дрейфовой скорости (отношение /E=6 называют подвижностью электронов, размерность м2/(В-с)). Существование у всех электронов этой слагающей скорости с постоянным направлением выражается в том, что в направлении, обратном вектору, в металле происходит перемещение отрицательного заряда. При этом плотность тока можно вычислить, пользуясь выражением [c.193]

Предположим, что образец прямоугольной формы, по которому течет ток с плотностью j, помещен в магнитное поле В, направленное перпендикулярно вектору j (рис. 7.30). Пусть носителями заряда являются электроны. Электрическое поле Q ускоряет электрон, и он приобретает дрейфовую скорость [c.260]

В линейных резонансных ускорителях частицы разгоняются прямолинейно переменным электрическим полем. Ускоряющая камера электронного ускорителя представляет собой волновод, Б котором возбуждается волна электрического типа, т. е. такая, у которой электрическое поле имеет компоненту, направленную по оси камеры. Фазовая скорость этой волны подбирается так, чтобы она все время совпадала со скоростью частиц, а частицы подаются в камеру в такие моменты, чтобы они все время сидели близко к максимуму электрического поля. Таким образом, сгустки частиц движутся на гребнях волн. Имеются и другие варианты линейных резонансных ускорителей. Например, у ускорителей протонов и других тяжелых заряженных частиц фазовая скорость волны может быть бесконечной. В этом случае в камеру вставляются металлические дрейфовые трубки, размеры и расположение которых таковы, что частицы прячутся внутрь трубок, когда поле направлено против движения. Трубки экранируют поле, так что внутри них частицы движутся свободно (рис. 9.1). В линейных ускорителях удается получать прирост энергии до 10—15 МэВ на метр длины. Теоретически можно, построив достаточно длинный ускоритель, получить пучок сколь угодно большой энергии. Практические ограничения связаны с конструктивной сложностью и высокой стоимостью длинных ускорителей. Линейный резонансный ускоритель является импульсным. Средний ток обычно составляет несколько мкА (иногда до 20—30 мкА), а ток в импульсе — до 50 мА. [c.471]

Плотность дрейфового тока электронов [c.65]

Теперь рассмотрим, как должны вести себя электроны, объединенные в куперовские пары, при возбуждении в проводнике электрического тока. В отсутствие тока все пары вследствие полной корреляции имеют импульс, равный нулю, так как они образованы электронами, имеющими равные по величине и противоположные по направлению импульсы. Возникновение тока не нарушает корреляции пар под действием внешнего источника, вызвавшего ток, все они приобретают один и тот же импульс и движутся как единый коллектив в одном и том же направлении с некоторой дрейфовой скоростью Уд. При этом поведение таких пар в металле существенно отличается от поведения обычных электронов, совершающих направленное движение. Нормальные электроны испытывают рассеяние на тепловых колебаниях и других дефектах решетки, что приводит к хаотизации их движения и является причиной возникновения электрического сопротивления. Куперовские же пары, пока они не разорваны, рассеиваться на дефектах решетки не могут, так как выход любой из них из строго коррелированного коллектива маловероятен. Пару можно вырвать из конденсата, лишь разрушив ее. Однако при очень низких температурах число фононов, обладающих достаточной для этого энергией, исключительно мало. Поэтому подавляющее большинство образовавшихся куперовских пар сохраняется неразрушенным. Не испытывая рассеяния при своем направленном движении, они обусловливают появление сверхпроводящего тока, текущего через сверхпроводник без сопротивления. [c.200]

При выводе формулы (9.28) мы учитывали лишь скорость направленного движения электронов (дрейфовую скорость). Это естественно, так как хаотическое тепловое движение носителей-заряда не мол<ет привести к их направленному перемещению в магнитном поле. Кроме того, мы молчаливо допускали, что все носители в проводнике обладают одной и той же дрейфовой скоростью. Такое допущение может быть оправдано для металлов и вырожденных полупроводников, в которых ток переносится электронами, практически обладающими одной и той же энергией (фермиев-ской), и совершенно не применимо к невырожденным полупроводникам, в которых носители, имеющие различную энергию, могут обладать и различной скоростью дрейфа из-за зависимости их подвижности от скорости теплового движения (точнее, от времени свободного пробега). Например, при рассеянии на заряженных примесях дрейфовая скорость высокоэнергетических носителей (носителей, обладающих высокими скоростями теплового движения) будет больше, чем низкоэнергетических при рассеянии же на тепловых колебаниях решетки, наоборот, дрейфовая скорость высокоэнергетических электронов будет ниже, чем низкоэнергетических. Более строгая теория, учитывающая это обстоятельство, приводит к следующему выражению для постоянной Холла [c.267]

ДИФФУЗИЯ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ПОЛУПРОВОДНИКАХ — перемещение носителей заряда (электронов проводимости и дырок) в полупроводниках, обусловленное неоднородностью их концентраций. Количественной мерой Д. н. а. в п. являются коэф. диффузии электронов и дырок D , — коэф. пропорциональности между градиентом концентрации и диффузионным потоком соответствующих носителей (обычно >э>1)д). Плотность тока проводимости, создаваемого U полупроводнике носителями каждого типа, складывается из плотпости дрейфового и диффу-а 1L о н н о г о токов [c.690]

Т. к. зависит от массы и знака заряда, то возникают дрейфовые токи, приводящие к разделению зарядов в плазме. В результате гравитац. дрейфового движения возникают неустойчивости. [c.17]

Кроме Т. д. перенос энергии в плазме может быть связан с неоднородностью удерживающего плазму магн. ноля, т. к. в этом случае часть запертых частиц плазмы (см. Магнитные ловушки) может двигаться кроме мелкомасштабного ларморовского вращения по крупномасштабным замкнутым дрейфовым орбитам. В токамаках такие орбиты наз. бананами, а связанная с ними диффузия — банановой или неоклассической. В экспериментах на тока- [c.177]

ПОТОК неосновных носителей — дрейфовый ток. При равновесии токи 1 и по абсолютному значению равны и результирующий ток через р-п-пе-реход равен нулю. [c.499]

Под действием электрической силы еЕ, где е — заряд иона, —напряженность электрического поля, ион ползгчает дрейфовую скорость = ЬеЕ, где Ь —подвижность. Это приводит к среднему потоку ионов каждого сорта J = пОдрЛ, где п —плотность их числа, А — площадь сечения. Учитывая, что в величину электрического тока, lg, дают вклад оба сорта ионов, получаем [c.213]

При наличии перекрытия двух последовательных энергетических зон, из которых нижняя была бы полностью заполнена, происходит перетекание электронов из одной зоны в другую. При этом концентрация пустых (дырочных) состояний П2 в одной из зон совпадает с концентрацией заполненных (электронных) состояний щ в другой зоне. Такой металл принято называть компенсированным п.1 = п2). Дрейфовый ток в нем в нервом приближении отсутствует. В случае замкнутых ПФ можно с онределенностью говорить либо об электронном ее характере, если внутри находятся заполненные состояния, либо о дырочном, если она окружает пустые состояния. В этом случае, если ni=n , все компоненты тензора проводимости определяются диффузией центров орбит, т. е. ахх Оуу аа/(( ат) < В . (На незамкнутой, а также ыногосвязной ПФ возможны как дырочные, так и электронные орбиты.) Приведенные выражения для компонент тензора проводимости исчерпывающим образом описывают все многообразие возможных асимптотик Поведения гальваномагнитных свойств металлов. [c.737]

При воздействии электрического поля на полупроводник средняя скорость движения носителей заряда становится отличной от нуля и ф 0)ъ направлении, определяемом направлением напряженности электрического поля Е она называется дрейфовой скоростью. Движение носителей заряда под воздействием электрического поля называется дрейфо.м. Плотность электрического тока, проходяшего через полупроводник за счет дв.и.жения электронов, [c.59]

Увеличение и) в электрическом поле приводит к уменьшению подвижности электронов, если их длина свободного пробега X не зависит от (у>. Для атомных кристаллов это условие выполняется тогда, когда основным механизмом рассеяния носителей является рассеяние на тепловых колебаниях решетки. Уменьшение подвижности с ростом поля ё приводит в этом случае к замедлению роста тока с напряжением и, как показы-Рпс. 7.10. Насыщение дрейфовой ско- вает эксперимент, к насыщению po Ti электронов и дырок в кремнии дрейфовой скорости свободных. [c.194]

Инжекция неосновных носителей происходит при подаче прямого смещення на р — п-переход, гетеропереход или контакт металл — полупроводник вследствие уменьшения разности потенциалов на контакте. Инжектированные неосновные носители проникают в полупроводник на глубину, определяемую рекомбинацией она по порядку величины совпадает с диффузионной длиной в слабых внеш. нолях и с дрейфовой длиной (см. Дрейф носителей заряда) в сильных полях. Инжекция неосновных носителей лежит в основе действия полупроводникового диода, транзистора и др, полупроводниковых приборов. Изучение стационарных и переходных процессов И. н. з. позволяет исследовать подвижности носителей, а также определить концентрации, энергетич. положения и сечения захвата примесных центров в высокоомных полупроводниках и диэлектриках. Прохождение инжекционных токов является одним из механизмов переноса заряда в тонких диэлектрич. плёнках. [c.148]

Характеристики пролётного К. Выходная мощность К.-усилителя ограничена мощностью пу чка, равной произведению тока пучка I на ускоряющее напряжение Ua нушки. Увеличению препятствуют и трудности группирования электронов. Они становятся особенно значительными при тех энергиях электронов, когда начинают сказываться релятивистские эффекты, т. к. при этом быстро растёт необходимая длина дрейфового промежутка. Ограничения на ток / связаны с влиянием пространств, заряда продольное расплывание сгустков из-за кулоновских сил затрудняет группирование электронов, рост поперечных сил расталкивания электронов приводит к необходимости использования сильного продольного магн. поля для фокусировки. В самых мощных К. / = 300 кВ, 7 = 300 А. При работе в импульсном режиме мощность на выходе К. достигает десятков МВт, а в непрерывном режиме не превышает сотен кВт, что связано с трудностью отвода тепла с коллектора. [c.383]

Любой диссипативный процесс в плазме приводит К её диффу.зии поперёк магн. поля. Усиление диффузии по сравнению с классической, скорость и к-рой определяется условием поддержания равновесного тока за счет движения в магн. поле среды (плазмы) с проводимостью о [lisjpMB a[ult, происходит как за счёт необходимости поддержания вторичных токов, так и (в случае редких столкновений) за счёт большого отклонения дрейфовых орбит запертых частиц от магн. [c.677]

МногокомпонентБость плазмы также приводит к дополнительным Н. п., наиболее важным среди к-рых является широкий класс дрейфовых Н. п. Источником свободной энергии здесь служит тепловая энергия плазмы, удерживаемой магн. полем. Вследствие неоднородности давления плазмы электроны и ионы дрейфуют в разные стороны со скоростью в г/гя раз меньшей, чем тепловая скорость ионов (гя — средний ларморовский радиус ионов), и т. о. создают слабый ток в плазме, возбуждающий т. н. дрейфовые волны. Как правило, характерные инкременты дрейфовых Н. п. по крайней мере в г/гя меньше идеальных МГД неустойчивостей. Многие диссипативные МГД 11. п. имеют свои аналоги в бесстолкновительной плазме, где диссипация энергии обусловлена взаимодействием плазменных волн с группой резонансных частиц. [c.347]

Соотношения (1) и (2) справедливы при малых плотностях тока, когда плазму можно считать линейной проводящей средой. При больших плотностях тока развиваются нелинейные режимы и необходимо учитывать индуцированные в плазме нелинейные токи. Напр., для слабонеливейных дрейфовых волн в бесстолкновитель-ной плазме нелинейное обобщение соотношения (1) имеет вид [c.406]

Косые потоки электронов и ионов, проявляющиеся как диамагн. ток, приводят к появлению силы трения электронов об ионы Я — тn V i (Г — Г<). Дрейфовое движение электронов и ионов поперёк В под действием этой силы происходит совместно в направлении против со скоростью с1ВЯ]/е В п и проявляется как ам-биполярная диффузия с коэф. Лх Того же порядка поперечные диагональные коэф. териодиффузии [c.571]

Неустойчивости плазмы. Начиная с нек-рого критич. значения электрич. тока, протекающего через П. т. т., её стационарное состояние перестаёт быть устойчивым. Это означает, что нек-рые электрич. флуктуации не затухают во времени, а неограниченно растут. Результатом является либо разрушение образца, либо возникновение новой устойчивой временной и пространственной электронной структуры. Механизмы неустойчивости могут быть различными. Наиб, ярко они проявляются в плазме полупроводников, где наряду с заметными пространственно-временными изменениями дрейфовой скорости носителей заряда возможны и вариации их концентраций. В металлах таких условий нет. [c.603]

Ток через р — я-П. С включением внеш. напряжения и дрейфовые потоки перестают компенсировать диффузионные потоки и через р — л-П. течёт электрич. ток. Т. к. в глубине р-области ток переносится дырками, а в -области — электронами, то прохождение тока через р — л-П,— в прямом направления (i/ > 0) сопряжено с рекомбинацией электронов и дырок, прибывающих к р — л-П. ив областей, где они являются основными носителями заряда. При I/ < 0 ток обусловлен генерадией электронно-дырочных пар в окрестности р — л-П., к-рый разделяет их движение от р — л-П. в области, где они являются основными носителями. [c.641]

Р. в. проявляются в потере устойчивости протеддвц электрич, тока. Его течение устойчиво лишь в слабщ полях, Критич. значение напряжённости поля опред[ ляется условием чтобы дрейфовая длина нераввовек [c.320]

Остановимся кратко на случае расчета характеристик СО2-лазера, когда его активная смесь возбуждается самостоятельным разрядом с источником предыонизации. Исходными уравнениями, описывающими генерацию такого лазера, являются системы (2.22) и (2.20), которые по математическому содержанию, а значит и по применяемым при их решении численным методам и построению программ на ЭВМ, ничем не отличаются от уравнений С02-лазера при несамостоятельном разряде возбуждения. Однако по физическому содержанию описание этих двух типов разрядов отличается друг от друга. Прежде всего для самостоятельного разряда несправедлива формула (2.26), т. е. для каждой выбранной смеси дрейфовая скорость электронов будет разной. Кроме того, существенные трудности при реализации уравнений (2.20) для самостоятельного разряда связаны с определением констант элементарных процессов а, р, т], появляющихся в уравнении, которое описывает развитие электронных лавин в смесях СО2—N2—Не. Эти трудности при разработке С02-лазеров с различными составами газов можно обойти, если воспользоваться методом исследования самостоятельного разряда, рассмотренным в работах [80, 152]. В них для конкретной смеси СО2—Не = 1—1—8 pz = = 1 атм) авторами проводились исследования основных характеристик самостоятельного разряда (форма и длительность импульсов тока и напряжения, их амплитуда и т. д.), причем они измерялись экспериментально и рассчитывались на ЭВМ с помощью уравнений (2.20). Конечным результатом этих исследований являются выражения, позволяющие при известной геометрии разрядной камеры определить функцию Пе (t) в самостоятельном разряде. Далее эти выражения для Пд (t) подставлялись в уравнения генерации, по которым и рассчитывались выходные характеристики излучения С02-лазера и которые сопоставлялись с характеристиками, измеренными в эксперименте [1 ]. Что касается остального алгоритма расчета, то он ничем не отличается от вышеизложенного примера расчета характеристик С02-лазера с несамостоятельным разрядом возбуждения. [c.71]

Смотреть страницы где упоминается термин Ток дрейфовый : [c.737] [c.65] [c.334] [c.90] [c.91] [c.477] [c.544] [c.17] [c.17] [c.17] [c.18] [c.18] [c.19] [c.382] [c.14] [c.345] [c.354] [c.586] [c.586] [c.176] [c.213] [c.499] [c.499] [c.90]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...