Disparo

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El ruido de disparo o ruido de Poisson son fluctuaciones aleatorias en el número de partículas en relación con su valor promedio asociado con su discreción. Para las partículas cargadas eléctricamente, los electrones , los iones se manifiestan como fluctuaciones de corriente en los circuitos eléctricos y los aparatos eléctricos . El movimiento de cada portador de carga en el circuito a través de una superficie imaginaria que corta el cable va acompañado de una oleada de corriente en el circuito, debido a la discreción de los portadores de carga eléctrica . Para partículas sin carga, como los fotones, ocurre cuando un detector registra el número de fotones.

El ruido de los disparos fue predicho por Walter Schottky en 1918 .

A diferencia del ruido térmico , causado por el movimiento térmico de los electrones, el ruido de disparo es independiente de la temperatura .

El ruido de disparo aparece, por ejemplo, en forma de ruido acústico característico en la dinámica de un receptor de radio , en forma de "nieve" en una pantalla de televisión , interferencia, la llamada "hierba" en el indicador del radar, etc.

El ruido de disparo es el componente principal del ruido interno de la mayoría de los dispositivos electrónicos, lo que conduce a una distorsión aditiva de las señales útiles débiles y limita la relación señal-ruido de los amplificadores electrónicos sensibles.

El término "ruido de disparo" (y también efecto de disparo ) surge debido a que gracias a él, el ruido acústico aparece en un altavoz conectado a la salida de un amplificador o receptor de radio, percibido por el oído como un ruido de perdigones que caen. .

En los dispositivos de vacío de electrones (EVD), las fluctuaciones de corriente ocurren en la superficie de un cátodo emisor de electrones debido a la naturaleza estadística de la emisión de electrones y la discreción de la carga.

La densidad de corriente espectral del cátodo de ruido de disparo durante la operación del EEW en el modo de saturación está determinada por la relación ( fórmula de Schottky ), donde es la carga del electrón, es la corriente promedio. El espectro de las fluctuaciones de la corriente del ánodo causadas por el ruido de disparo de la corriente del cátodo tiene una densidad espectral de potencia constante hasta frecuencias muy altas (hasta frecuencias en las que el tiempo de vuelo de un electrón desde el cátodo hasta el ánodo se vuelve significativo). $S_{\omega }(I)$ ${\displaystyle S_{\omega }(I)=eI_{0))$ $mi$ $yo_0$

Debido a la dispersión térmica de las velocidades de los electrones, el ruido de disparo siempre va acompañado de fluctuaciones no solo de la corriente, sino también de otras características del haz de electrones, por ejemplo, la densidad de carga volumétrica.

El ruido de disparo, cuya naturaleza es similar al ruido de disparo en EEW, también se observa en dispositivos semiconductores . Estos últimos distinguen entre el ruido de disparo causado por las fluctuaciones de la deriva del portador de carga y el ruido causado por las fluctuaciones de difusión del portador de carga.

El valor promedio de la señal y sus características espectrales a la salida de un sistema lineal, en cuya entrada hay ruido de disparo, se puede calcular utilizando el teorema de Campbell .

Densidad espectral

Supongamos que circula una corriente por algún dispositivo electrónico, formado por un flujo de portadores de carga independientes, con una frecuencia media [1] . El paso de cada portador de carga provoca un pulso de corriente en el circuito externo. Del teorema de Carson se deduce que el espectro de fluctuaciones de corriente formado por una secuencia de pulsos independientes , donde , es el espectro de un pulso elemental. Introduciendo el espectro normalizado y teniendo en cuenta que y , obtenemos . $\granero}$ ${\ estilo de visualización \ Delta i}$ $S_{in}(\omega )=2{\bar {n}}\left|S_{i}(j\omega )\right|^{2}$ $S_{i}(j\omega )=\int \limits _{-\infty }^{\infty }\Delta i(t)e^{-j\omega t}dt$ $S_{i}^{0}(j\omega )={\frac {S_{i}(j\omega )}{S_{i}(0)))$ ${\ Displaystyle S_ {i} (0) = q}$ $q{\bar {n}}=I_{0}$ $S_{in}(\omega )=2qI_{0}\left|S_{i}^{0}(j\omega )\right|^{2}$

Ejemplo

Considere una unión pn µm de ancho a través de la cual los portadores de carga vuelan a una velocidad cm/s [1] . Suponga que cada portador de carga se mueve a una velocidad constante y durante el paso de la unión pn, un pulso de corriente rectangular con una duración de c. $re=1$ ${\ estilo de visualización v = 10 ^ {7}}$ ${\ estilo de visualización \ tau = {\ frac {d} {v}} = 10 ^ {-11}}$

En este caso , el módulo de la densidad espectral será

\left|S_{i}^{0}(j\omega )\right|={\frac {\sin ^{2}{\left({\frac {1}{2}}\omega \ tau \right)}}{\left({\frac {1}{2}}\omega \tau \right)^{2}}}

La disminución de tal densidad espectral de este tipo en un 10 % en comparación con su valor en una frecuencia será en una frecuencia . En este ejemplo, a una frecuencia de Hz. ${\ estilo de visualización f = 0}$ $f_{max}={\frac {1}{2\pi \tau}}$ ${\displaystyle f_{max}=16\cdot 10^{10))$

Véase también

Notas

↑ 1 2 Zhalud V., Kuleshov V. N. Ruido en dispositivos semiconductores. - M.: Radio soviética , 1977. - C. 25

Literatura

McDonald D. Introducción a la física del ruido y las fluctuaciones, M., Mir, 1964