Noen elektrovakuumenheter bruker bevegelsen av elektroner i et magnetfelt.

Tenk på tilfellet når et elektron flyr inn i et jevnt magnetfelt med en starthastighet v 0, rettet vinkelrett på magnetfeltlinjene. I dette tilfellet påvirkes det bevegelige elektronet av den såkalte Lorentz-kraften F, som er vinkelrett på vektoren h0 og vektoren til magnetfeltstyrken N. Kraftens størrelse F er definert av uttrykket: F= ev0H.

Ved v0 = 0 er kraften P lik null, dvs. magnetfeltet virker ikke på et stasjonært elektron.

Makt F bøyer elektronbanen til en sirkelbue. Siden kraften F virker vinkelrett på hastigheten h0, virker den ikke. Energien til et elektron og dets hastighet endres ikke i størrelse. Det er bare en endring i fartsretningen. Det er kjent at bevegelsen til et legeme i en sirkel (rotasjon) med konstant hastighet oppnås på grunn av virkningen av en sentripetalkraft rettet mot sentrum, som nettopp er kraften F.

Rotasjonsretningen til et elektron i et magnetfelt i samsvar med venstrehåndsregelen bestemmes enkelt av følgende regler. Ser man i retning av magnetfeltlinjene, beveger elektronet seg med klokken. Elektronets rotasjon faller med andre ord sammen med rotasjonsbevegelsen til skruen, som skrus inn i retning av magnetfeltlinjene.

Definer radiusen r sirkelen beskrevet av elektronet. For å gjøre dette bruker vi uttrykket for sentripetalkraften, kjent fra mekanikken: F = mv20/r. Lik det med verdien av kraften F=ev0H: mv20/r = evOH. Nå fra denne ligningen kan du finne radius: r= mv0/(eH).

Jo større elektronhastigheten v0 er, jo sterkere har den en tendens til å bevege seg rettlinjet ved treghet, og krumningsradiusen til banen vil være større. På den annen side med en økning H kraften F øker, krumningen til banen øker og sirkelens radius avtar.

Den avledede formelen er gyldig for bevegelse av partikler med hvilken som helst masse og ladning i et magnetfelt.

Vurder avhengigheten r fra m og e. En ladet partikkel med større masse m har sterkere en tendens til å fly av treghet i en rett linje og krumningen av banen vil avta, dvs. bli større. Og jo mer ladning e, jo mer kraft F og jo mer banen er buet, dvs. at dens radius blir mindre.

Etter å ha gått utover magnetfeltet, flyr elektronet videre ved treghet i en rett linje. Hvis radiusen til banen er liten, kan elektronet beskrive lukkede sirkler i et magnetfelt.

Dermed endrer magnetfeltet bare retningen på elektronhastigheten, men ikke dens størrelse, dvs. det er ingen energiinteraksjon mellom elektronet og magnetfeltet. Sammenlignet med et elektrisk felt er effekten av et magnetfelt på elektroner mer begrenset. Det er derfor et magnetfelt brukes til å påvirke elektroner mye sjeldnere enn et elektrisk felt.

Hvis to flate, parallelle elektroder plasseres i et vakuum og kobles til en kilde for elektromotorisk kraft, dannes det et elektrisk felt i rommet mellom elektrodene, hvis kraftlinjer vil være rettlinjede, parallelle med hverandre og vinkelrett på overflatene til begge elektrodene.

På ris. 1 bokstaven a angir elektroden koblet til "+" batteriet E B, og bokstaven k - elektroden koblet til "-" batteriet E B. Hvis en ladning -e plasseres i et slikt elektrisk felt, endrer det ikke konfigurasjon av feltet, så vil denne ladningen bli påvirket kraft F, lik produktet av feltstyrken E og mengden ladning -e:

Minustegnet indikerer at kraften F som virker på den negative ladningen -e, og feltstyrken E har motsatte retninger. For et jevnt elektrisk felt er produktet av styrken E og avstanden mellom elektrodene h lik den påførte potensialforskjellen mellom elektronene:

Eh \u003d U til -U a,

og U k og U a er potensialene til elektrodene k og a.

Arbeidet som gjøres av feltet når et elektron flyttes fra henholdsvis en elektrode til en annen, vil være lik

A \u003d Fh \u003d e (U a - U k). (3)

Elektronet får kinetisk energi og vil bevege seg fra elektrode til elektrode jevnt akselerert. Hastigheten υ som elektronet når elektroden a kan bestemmes ut fra likheten

(4)

hvor m er elektronmassen; υ a - hastigheten til elektronet ved elektroden a; υ til - hastigheten til elektronet ved elektroden til (starthastighet).

Hvis vi ser bort fra starthastigheten til elektronet, kan formel (4) forenkles: ved å erstatte forholdet mellom elektronladningen og massen med en numerisk verdi og uttrykke potensialene i volt, og hastigheten i m/sek. skaffe seg

(5)

Flytiden for elektronavstanden h mellom elektrodene bestemmes av formelen

hvor υ cf \u003d υ a -υ til / 2 er gjennomsnittshastigheten til elektronet.

Hvis elektronet beveger seg i retningen som faller sammen med retningen til den elektriske feltstyrkevektoren E, vil bevegelsesretningen være motsatt av kraften som virker på elektronet, og det vil konsumere den tidligere ervervede kinetiske energien. Dermed kan et elektron bevege seg mot feltets handling bare hvis det har en viss starthastighet, det vil si en viss reserve av kinetisk energi.

Et praktisk talt ensartet elektrisk felt i elektrovakuumenheter er ekstremt sjelden. I et inhomogent felt varierer intensiteten fra punkt til punkt både i størrelse og retning. Derfor endres også kraften som virker på elektronet både i størrelse og retning.

I elektrovakuum enheter, sammen med et elektrisk felt, å påvirke elektronbevegelse et magnetfelt brukes også. Hvis elektronet er i ro eller hvis det beveger seg parallelt med magnetfeltlinjen, virker ingen kraft på det. Derfor, når man bestemmer interaksjonen mellom et bevegelig elektron og et magnetfelt, bør kun hastighetskomponenten vinkelrett på magnetfeltlinjene tas i betraktning. Kraften F som virker på et elektron er alltid vinkelrett på magnetfeltstyrkevektoren til elektronhastighetstorusen ( ris. 3). Ris. 3. Bevegelse av et elektron i et magnetfelt.

Retningen til kraften F kan bestemmes av "regelen for gimlet": hvis håndtaket til gimlet roteres i retningen fra vektoren H til elektronhastighetsvektoren υ langs den korteste vinkelretningen, vil translasjonsbevegelsen til gimlet sammenfaller med retningen til kraften F. Siden virkningen av kraften F alltid er vinkelrett på elektronbevegelsesretningen, kan ikke denne kraften utføre arbeid og påvirker bare retningen på dens bevegelse. Den kinetiske energien til et elektron forblir den samme, den beveger seg med konstant hastighet. Størrelsen på kraften F bestemmes av formelen

hvor e er elektronladningen; H er magnetfeltstyrken; υ p - komponent av elektronhastigheten, vinkelrett på feltet H. Kraften F gir elektronet en betydelig sentripetalakselerasjon, samtidig som den endrer banen for dets bevegelse. Krumningsradiusen til elektronbanen bestemmes av formelen

(8)

hvor H er i oersteds; υ p - i volt; r - i centimeter.

Ved å endre styrken på magnetfeltet er det mulig å endre radiusen til elektronbanen. Hvis elektronet også har en hastighetskomponent langs magnetfeltlinjene, vil elektronbanen være spiralformet med konstant stigning.

Ofte beveger et elektron seg i et rom der det er både elektriske og magnetiske felt. I dette tilfellet, avhengig av størrelsen og retningen til den innledende elektronhastigheten, samt styrken til de elektriske og magnetiske feltene, vil elektronbanen ha en annen form.

Så snart elektronet viser en viss hastighet, oppstår det en tverravbøyningskraft F, og jo større elektronhastighet c, som det får på grunn av interaksjon med det elektriske feltet, desto større blir kraften F. I punkt B blir bevegelsen til elektron oppstår vinkelrett på kraftlinjene til de elektriske feltene. På dette tidspunktet har elektronet den største hastigheten og følgelig den maksimale kinetiske energien.

Den videre bevegelsen av elektronet skjer under påvirkning av et magnetisk felt og et elektrisk felt som har blitt en bremsende for det. Ved punkt C vil all kinetisk energi lagret av elektronet tidligere bli brukt på å overvinne det decelererende elektriske feltet. Potensialet til punkt C er lik potensialet til punkt A. Elektronet, som har beskrevet en cykloidbane, går tilbake til det forrige potensialnivået.

Tenk på Pauli-operatøren for tilfellet med et konstant magnetfelt. For klarhetens skyld vil vi utføre beregninger i rektangulære kartesiske koordinater. Hvis magnetfeltet er svakt nok, vil begrepene i operatoren som inneholder kvadratet

vektorpotensial, kan vi neglisjere, i lineære termer kan vi erstatte uttrykkene

som gir

hvor er komponentene i det orbitale vinkelmomentet til elektronets momentum (se (1) § 1).

Ved å bruke (2) får vi et tilnærmet uttrykk for

Legger til i henhold til (19) § 5, vilkår avhengig av spinn, vil vi ha

Dette uttrykket inkluderer skalarproduktet av magnetfeltet og vektoren til elektronets magnetiske moment

Denne vektoren består av to deler: orbital og spinn. Orbitaldelen er proporsjonal med orbital vinkelmomentet til elektronet

og spinndelen er proporsjonal med det iboende (spinn)momentet

I dette tilfellet er proporsjonalitetsfaktoren mellom det magnetiske og mekaniske momentet for spinndelen dobbelt så stor som for orbitaldelen. Dette faktum kalles noen ganger magnetisk spinn-anomali.

I et problem med sfærisk symmetri, pendler den magnetfeltavhengige korreksjonsdelen av energioperatøren (4)

med hoveddelen (operatør (7) § 5). Derfor består korreksjonen til energinivået for magnetfeltet ganske enkelt i å legge til egenverdien til korreksjonsleddet i (4). Hvis aksen er rettet langs magnetfeltet, vil tillegget være lik

hvor er egenverdien til operatoren

Den spinnbaserte korreksjonen til det som består av å erstatte med introduserer imidlertid ikke nye nivåer, siden det er et heltall. Bare korreksjoner for relativitetsteorien spiller en vesentlig rolle her.

I energioperatøren Pauli R [formel (4)] er ikke disse korreksjonene tatt i betraktning. Å ta dem i betraktning fører til det faktum at i et felt med sfærisk symmetri, vil ligningen for radielle funksjoner inneholde ikke bare kvantetallet I til Schrödinger-teorien, men også kvantetallet som kommer inn i ligningen for sfæriske funksjoner med spinn

[formel (22) § 1] og knyttet til forholdet

[formel (20) § 1].

Vi vet at for vil ha en enkelt verdi, men for to verdier er det mulig, nemlig . Som et resultat av dette faller Schrödinger-nivået som tilsvarer en gitt verdi av I (og en viss verdi av hovedkvantetallet) til to nære nivåer, som danner en dublett.Denne dublett kalles vanligvis en relativistisk dublett.

I ligningen for radielle funksjoner kan størrelsesordenen til det relativistiske korreksjonsleddet i forhold til hovedleddet (potensiell energi) karakteriseres ved verdien hvor

er en dimensjonsløs konstant, som vanligvis kalles finstrukturkonstanten. Magnetfeltets påvirkning på energinivåene er karakterisert ved mengden (8).

Splittingen av energinivåer i et magnetfelt kalles Zeeman-fenomenet.

En fullstendig teori om Zeeman-fenomenet for hydrogenatomet vil bli presentert på slutten av denne boken på grunnlag av Diracs teori. Her vil vi bare understreke det faktum at oppførselen

elektron i et magnetfelt beviser overbevisende at det har en ny grad av frihet knyttet til spinnet.

Eksistensen av denne nye frihetsgraden til elektronet spiller en spesielt viktig rolle i den kvantemekaniske teorien om et system av mange elektroner (for eksempel et atom eller et molekyl), som ikke engang kan formuleres uten å ta hensyn til symmetriegenskapene til bølgefunksjonen med hensyn til elektronpermutasjoner. Disse egenskapene består i kravet om at bølgefunksjonen til et system av elektroner, uttrykt i sett med variabler relatert til hvert elektron, skifter fortegn når to slike sett relatert til to elektroner byttes om. Dette kravet kalles Pauli-prinsippet eller antisymmetriprinsippet for bølgefunksjonen. Det er viktig å merke seg at antallet variabler for hvert elektron inkluderer, i tillegg til koordinatene, også spinnvariabelen a. Dette viser at innføringen av spinngraden av frihet til elektronet allerede er nødvendig i den ikke-relativistiske teorien.

Den neste delen av denne boken vil bli viet til mange-elektronproblemet i kvantemekanikk.

Nedenfor er betingelsene for problemene og de skannede løsningene. Hvis du trenger å løse et problem om dette emnet, kan du finne en lignende tilstand her og løse din egen analogi. Siden kan ta litt tid å laste på grunn av det store antallet bilder. Trenger du problemløsning eller nettbasert hjelp i fysikk, vennligst kontakt oss, vi hjelper deg gjerne.

Bevegelsen av en ladning i et magnetfelt kan skje i en rett linje, i en sirkel og i en spiral. Hvis vinkelen mellom hastighetsvektoren og magnetfeltlinjene ikke er lik null eller 90 grader, beveger ladningen seg i en spiral – den påvirkes av Lorentz-kraften fra magnetfeltet, som gir den sentripetalakselerasjon.

En partikkel akselerert med en potensialforskjell på 100 V beveger seg i et magnetfelt med en induksjon på 0,1 T langs en spiral med en radius på 6,5 cm med et trinn på 1 cm Finn forholdet mellom ladningen til partikkelen og massen.

Et elektron flyr med en hastighet på 1 Mm/s inn i et magnetfelt i en vinkel på 60 grader til kraftlinjene. Magnetfeltstyrken er 1,5 kA/m. Finn radiusen og stigningen til helixen som elektronet vil bevege seg langs.

Et elektron beveger seg i et magnetfelt med en induksjon på 100 µT i en spiral med en radius på 5 cm og et trinn på 20 cm Finn hastigheten til elektronet.

Et elektron akselerert med en potensialforskjell på 800 V beveger seg i et magnetfelt med en induksjon på 4,7 mT i en spiral med et trinn på 6 cm Finn radiusen til spiralen.

Et proton akselerert med en potensialforskjell på 300V flyr inn i et magnetfelt i en vinkel på 30 grader til kraftlinjene. Magnetfeltinduksjon 20 mT. Finn radiusen og stigningen til helixen som protonet vil bevege seg langs.

Et elektron akselerert med en potensialforskjell på 6 kV flyr inn i et magnetfelt i en vinkel på 30 grader til kraftlinjene. Magnetfeltinduksjon 13 mT. Finn radiusen og stigningen til helixen som elektronet vil bevege seg langs.

En alfapartikkel akselerert av en potensiell forskjell U flyr inn i et magnetfelt i en vinkel til kraftlinjene. Magnetfeltinduksjon 50 mT. Radiusen og stigningen til helixen - banen til partikkelen - er henholdsvis 5 cm og 1 cm Bestem potensialforskjellen U.

Et elektron flyr med en hastighet på 1 Mm/s inn i et magnetfelt i en vinkel på 30 grader til kraftlinjene. Magnetfeltinduksjon 1,2 mT. Finn radiusen og stigningen til helixen som elektronet vil bevege seg langs.

Et elektron flyr med en hastighet på 6 Mm/s inn i et magnetfelt i en vinkel på 30 grader til kraftlinjene. Magnetfeltinduksjon 1,0 mT. Finn radiusen og stigningen til helixen som elektronet vil bevege seg langs.

Et elektron beveger seg i et magnetfelt med en induksjon på 5 mT langs en spiral med en stigning på 5 cm og en radius på 2 cm Bestem hastigheten og kinetisk energi til elektronet og vinkelen mellom hastighetsvektorene til elektronet og magnetisk feltinduksjon.

Bevegelse av elektroner i et magnetfelt.

I et magnetfelt påvirkes elektroner i bevegelse av Lorentz-kraften, som alltid er rettet vinkelrett på hastighetsvektoren. Derfor beveger elektroner seg langs en sirkelbue. Magnetfeltet endrer bare retningen på elektronens bevegelse.

For eksempel, i TV-kineskoper, brukes magnetiske stråleavbøyninger, og i et oscilloskop-katodestrålerør brukes elektrostatisk stråleavbøyning.

2) Klassifisering av elektroniske enheter. Elektronisk emisjon

I henhold til mediet som elektronene beveger seg i, skiller de:

en) elektroniske vakuuminstrumenter– fenomenet elektronemisjon tjener som en kilde til frie elektroner;

b) iongassutladningsanordninger- Kilden til frie elektroner er elektronemisjon pluss innvirkning ionisering av atomer og molekyler

i) halvleder (p / p) enheter- elektroner frigjøres fra atomet under påvirkning av ulike årsaker (endringer i temperatur, belysning, trykk), derfor kan konsentrasjonen av frie ladningsbærere være mye høyere enn i vakuum- og gassutladningsenheter, og dette fører til mindre dimensjoner , vekt og kostnad for p/n-enheter.

Tema 1.1. Fysikk av fenomener i halvledere.

1. Halvledere, typer halvledere etter konduktivitet.

2. Kontakt mellom to halvledere med forskjellig urenhetsledningsevne.

2.1. Direkte og omvendt inkludering av p-n-kryss. Grunnleggende egenskaper.

2.2. CVC p-n kryss. Typer sammenbrudd.

2.3. Effekten av temperatur på p-n-krysset.

3. Kontakt mellom halvleder og metall. Schottky-barrieren.

1. Halvledere – Dette er stoffer der den elektriske ledningsevnen er vesentlig avhengig av belysningstemperatur, trykk og urenheter.

For eksempel, med en økning i temperaturen med 1 grad Celsius, vil motstanden til et metall øke med 0,4 %, mens den til en halvleder vil avta med 4-8 %.

Eksempler på halvledere: germanium(ge), silisium(Si), baserte stoffer India, galliumarsenid.

Typer halvledere etter ledningsevne:

A) egen ledningsevne;

B) urenhetsledningsevne;

A) egen ledningsevne representerer bevegelsen av frie elektroner og hull, hvor antallet er det samme og merkbart avhenger av belysningstemperaturen og trykket.

Egenledning kan observeres i en ren, udopet halvleder.

Det er vanlig å kalle en ren halvleder som bare har sin egen ledningsevne halvleder jeg - type.

B) Urenhetsledningsevne

Det er to typer urenhetsledning:

- elektronisk urenhetsledningsevne oppnås ved å tilsette urenheter med en valens en større enn valensen til halvlederen. I dette tilfellet deltar 4 av valenselektronene til hvert urenhetsatom i dannelsen av bindinger, og den femte blir lett fri uten at det dannes et hull. Derfor dominerer frie elektroner i slike halvledere.

Halvledere der frie elektroner dominerer kalles halvledere n-type.

For eksempel er Ge (germanium) + As (arsen) en halvleder n-type.

- hull urenhet ledningsevne oppnås ved å tilsette urenheter med en valens en mindre enn valensen til halvlederen. I dette tilfellet mangler hvert urenhetsatom ett elektron for å fullføre bindingen med atomene til halvlederen, derfor dominerer antallet hull i halvlederen.

Halvledere der hull dominerer kalles halvledere p-type .

For eksempel er Ge + In(indium) en halvleder p-type.

2. Kontakten mellom to halvledere med forskjellig "n og p" urenhetskonduktans kalles en "p-n"-overgang.

Ved kontaktpunktet er det alltid et elektrisk overgangsfelt (E-bane), rettet fra "n"-regionen til "p"-regionen.

Figur 2 - Parametere p-n-kryss

d - tykkelse på "p-n" - overgang

U til - kontaktspenning

Eksempel: Ge d \u003d (10 -6 ÷ 10 -8) m og U k \u003d (0,2 til 0,3) V.

Med en økning i urenhetskonsentrasjonen, synker d-, ​​og U til - øker.

2.1. To måter å slå på p-n-krysset:

JEG.direkte inkludering av et p-n-kryss i p-regionen et pluss, i n-regionen minus fra kilden, derfor ved E ist< E пер прямой ток I пр =0 (на рисунке 6 отрезок ОД), при E ист >E-bane skaper en foroverstrøm I pr, som avhenger markant av spenningen, se figur 3 og figur 4.

Avhengigheten av I av U kalles strøm-spenningskarakteristikk (VAC).

I–V-karakteristikk for et p-n-kryss med direkte forbindelse er vist i figur 4.

Med direkte tilkobling skapes strømmen av hovedladningsbærerne - urenhetsledningsevne.

II.Omvendt p-n-kryss vist i figur 5.

Til p-regionen minus, til n-regionen et pluss fra kilden er derfor det elektriske feltet til kilden (E ist) rettet langs overgangsfeltet og forsterker det, så hovedladningsbærerne er ikke involvert i å skape strømmen.

Reversstrømmen I arr er skapt av minoritetsladningsbærere, hvorav antallet er lite, derfor er reversstrømmen I arr mindre enn I pr

jeg om<< I пр (в 1000 раз) – основное свойство p-n перехода.

Når den slås på igjen, er strømmen nesten uavhengig av spenning, se I–V-karakteristikken i figur 6.

Med en tilstrekkelig stor reversspenning (Uobr max), kommer et sammenbrudd av "p-n"-krysset - dette er et fenomen merkbar økning i strømmen (tivis og hundrevis av ganger).

Det er to typer sammenbrudd:

- elektrisk havari, observeres bare når den er reversert, ved en spenning Uob max, mens det under påvirkning av det elektriske feltet til kilden skjer slagionisering av atomer, derfor dannes par: fritt elektron - hull, hvorav antallet vokser som et snøskred.

Elektriske havarier oppstår når reversstrøm mindre enn eller lik den tillatte overgangsstrømmen (Iper ≤ I add), så det elektriske havariet vurderes reversible , betyr dette at når "p-n" spenningen fjernes, gjenoppretter krysset sine egenskaper. Elektrisk havari i figur 6 er snitt AB

- termisk sammenbrudd oppstår under direkte eller omvendt svitsjing, når strømmen overskrider de tillatte verdiene til I add. overgang, mens temperaturen øker, derfor øker I, derfor stiger temperaturen merkbart, etc. Som et resultat blir "p-n"-krysset ødelagt, så termisk sammenbrudd kalles irreversible. Det termiske sammenbruddet i figur 6 er BG-seksjonen.

2.3. Med økende temperatur øker reversstrømmen markant, pga. dette er den indre ledningsevnen p / n, og foroverstrømmen endres nesten ikke. For eksempel, når temperaturen stiger med 10 grader Celsius, øker reversstrømmen med 2 ÷ 2,5 ganger.

Dette betyr at det er en temperatur t cr der reversstrømmen blir sammenlignbar med likestrømmen, dvs. termisk sammenbrudd oppstår. Denne temperaturen t cr, fra hvilken den indre ledningsevnen er sammenlignbar med urenheten, kalles kritisk eller degenerert temperatur .

Selv om t cr avhenger av konsentrasjonen av urenhetsbærere, er den avgjørende parameteren energibåndgapet. Jo bredere båndgapet er, jo større t cr.

Så hvis for silisium t cr ≈ 330 ˚С, vil den kritiske temperaturen for germanium være mindre (~ 100 ˚С).

Det er også en lavere temperatur som påvirker ledningsevnen til en halvleder - dette er temperaturen der urenheten begynner å vise sin ledningsevne kalles aktiveringstemperaturen t act.

For alle halvledere er aktiveringstemperaturen den samme: takt \u003d -100 0 C.

Derfor er det grenser for driftstemperatur for alle halvlederenheter.

For eksempel: Ge → t slave = - 60 til +75 0 С;

Si → t slave \u003d -60 til +150 0 С.

3. Det er 2 typer halvleder- og metallkontakter:

- retting- denne kontakten ligner på et p-n-kryss, men med mindre spenningstap, høyere effektivitet. Rettingskontakten ble først beskrevet av en tysk vitenskapsmann i 1937 av W. Schottky, derfor kalles likeretterkontakten Schottky-barrieren og er grunnlaget for Schottky-dioden, Schottky-transistoren.

- ikke korrigerende - leder strøm på samme måte for forover- og bakoverkobling. Den brukes til å lage metallledninger, halvlederenheter.

Tema nummer 2. Halvledere

1. Klassifisering av halvlederenheter;

2. Halvlederdioder: zenerdiode, varicap, fotodiode, tunneldiode;

2.1. Enhet, bytteprinsipp, drift, hovedegenskap, UGO, applikasjon;

3. Bipolar transistor;

3.1. Typer, enhet, prinsipp for inkludering, arbeid, hovedegenskap, UGO, applikasjon;

3.2. Tre bytteordninger;

3.3. Grunnleggende parametere og egenskaper;

3.4. Merking;

4. Felteffekttransistorer;

4.1. Typer, enhet, prinsipp for inkludering, arbeid, hovedegenskap, UGO, applikasjon;

5. Unijunction transistorer.