Главная  Носители тока 

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 [ 40 ] 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74

при большом сопротивлении в цепи эмиттера) в зависимости от тока и частоты. На рис. 6А,а даны результаты проверки соотношения (6.20а), а на рис. 6.4,6-соотношения (6.20). Такое же хорошее согласие с экспериментом было получено для большинства других транзисторов, откуда видно, что (6.20) выполняется с достаточной точностью.

В схеме с общим эмиттером часто используется другое представление шумов [76]. В этом случае генератор тока ib = h-к включен параллельно базово-эмиттерной проводимости Ybe=Ye-Yce, 3 гснерзтор тока ii включен между эмиттером и коллектором (рис. 6.3,6). В правильности такого представления легко убедиться, сравнивая рис. 6.3,6 и 6.2,6.

Таким образом,

?= ih-Q(i\-i\)= ff-f f-2 Ке(Д) = = 2q (/ + /с) А/ - AkT Re {Ye) Af + Ш [g, - g, ) Af ===

= 2qI,Af + Ш [g , - Re (Fee)] Af + Ш (g - ge,) Af.

(6.22)

Здесь 1 = 1 -If. -ток базы, gceo=4cl-

Для 1*6*2 находим

2йГКе.А/ - 2qIAf = 2kT [Y - g ,) Af. (6.23)

Величина была определена равенством (6.17).

Часто предполагается, что gceo-Yce и ge-geo пренебрежимо малы. Равенства (6.22) и (6.23) в этом случае сводятся к уравнениям Джиаколетто: ,

i\=2qlj.f, (6.22а)

РГХ=0, (6.23а)

так что ib и iz независимы. Однако, эта аппроксимация не является удовлетворительной на самых высоких частотах, на которых для точных расчетов следует пользоваться полными выражениями (6.22), (6.23).



6.2. Дробовой Шум в вакуумных лампах

А. Дробовой шум в вакуумных диодах i)

В насыщенных диодах дробовой щум убывает на высоких частотах из-за влияния времени пролета. Как мы видели в гл. 4, это влияние важно, когда насыщенные диоды используются в качестве источников щума дециметрового и сантиметрового диапазонов.

Рассмотрим его для случая плоского диода, в котором электроны эмиттируются с нулевой скоростью и в котором влияние пространственного заряда настолько мало, что поле во всей области между анодом и катодом может считаться однородным. Можно применить здесь теорему Карсона. Пусть Va - потенциал анода; тогда время пролета от катода к аноду при сделанных допущениях равно

где d - расстояние между электродами. Если электрон эмиттируется в момент /=/о, то импульс тока i{t) во внещней цепи имеет вид

(0 = = для 4<f <f + x и нуль при

других /, (6.25)

где V - скорость электрона. Равенство (6.25) выражает тот факт, что общий заряд, переносимый импульсом тока, равен q. Следовател\>но, Фурье-преобразование И) импульса i{t) есть

t (I) = <7 -(jj [1 - ехр (- ]<от ) - jm, ехр (- рт )] =

= 9Фз(Р-о). (G.26)

где

Ф, (а) = (2/а=) [! - ехр (- а) - а ехр (- а)]. (6.26а)

Следовательно, так как импульсы тока появляются со средней частотой KIJq,

Si if) = 2Я11 (/) Г = 2qla I Фз (j-xo) r =Wt . (6.27)

Cp. с [10] (гл. 5 и 6) для выяснения подробностей и библиографии.



На рис. 6.5 показана = Ф3 (jtuxj как функция от.

Соответствующее выражение для цилиндрического сл>чая было рассчитано Шпенке [27].

0,8 0.S Dfi 0.2

А

->

о ж/г X зя1г 2зг 5я/г ззс тх/г -зс

Рис. 6.5. Графики функций Фз(а)/Фб(а) 2 и Фз(а)12 (см. [10]).

Для диода с током, ограниченным пространственным зарядом [77--80] должен быть использован несколько иной подход*, в результате которого

а- о

Фза--о)/Фва--о)г.

где

(6.28) (6.28а)

Здесь ga = dIaldVa, 6 = 3(1-i:/4) = 0,644; - температура катода, - время пролета

(6.286)

d-расстояние между электродами, Va - потенциал анода, dm - расстояние точки с минимальным потенциалом от катода, Vm-потенциал, в минимуме, Фз(а) имеет тот же смысл, что и прежде, и

Фб(а) = (12/ia4)l[( 3/6)-а-Ь2-.аехр(-а)-2 ехр (-а)].

(6.28в)

Здесь приводятся только результаты; подробности и библиографию см. в книге Ван дер Зила [10].




1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 [ 40 ] 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74