Сверхширокополосный преобразователь электромагнитного излучения в электродвижущую силу на базе градиентных полупроводящих сред и термоэффекта
Автор: Гантимуров А.Г., Башкуев Ю.Б.
Журнал: Вестник Бурятского государственного университета. Философия @vestnik-bsu
Рубрика: Физика
Статья в выпуске: 3, 2010 года.
Бесплатный доступ
Предлагается преобразователь электромагнитного излучения в постоянный ток на базе сверхширокополосного градиентного полупроводящего поглотителя электромагнитного излучения, поступающего из вакуума. Вследствие того, что среда неоднородна по проводимости, а компонента электрического поля не затухает с глубиной, в разных точках этой однородной по теплоемкости среды будет выделяться разное количество тепла (считается, что теплоемкость постоянна во всей толще). Этот эффект будет приводить к градиенту температуры, следствием чего, как известно, будет постоянный электрический ток, который можно использовать для практических целей.
Преобразователь электромагнитного излучения
Короткий адрес: https://sciup.org/148179486
IDR: 148179486
Текст научной статьи Сверхширокополосный преобразователь электромагнитного излучения в электродвижущую силу на базе градиентных полупроводящих сред и термоэффекта
В работе [1] рассмотрены среды с действительным постоянным импедансом. Рассмотрим их более подробно. Известно, что импеданс Z(z) = Ex/Нy удовлетворяет в слоистой среде уравнению Риккати [2]: Z' - |σ(z) - iωε0ε(z)| = iωµ0 Z2, где σ(z) - проводимость среды,
ε 0 = 8.85·10-12(Ф/м),
µ 0 = 4π·10-7Гн/м,
ε (z) - диэлектрическая проницаемость среды.
Если импеданс – действительная функция, то
Z' – σz2 = 0, ε 0 ε(z)z2 = µ 0 . (1)
Из (1) находим:
Z (z) = µ0 / ε0ε (z) , σ(z)=ε′(z)ε0 /2 µ0ε0ε(z) (2)
Из условия Z ( z ) = i ω µ 0 ε 0 ε ( z ) следует:
dE x = i ω µ 0 / ε 0 ε ( z ) E x .
dZ x
Соотношение (2) определяет аналитическое решение для Ex(z) в виде
E x ( z ) = E x ( z = 0 ) exp
i to J J и 0 / E 0 E ( z ) dz 0 0
Из полученных соотношений видно, что если ε(z) непрерывно дифференцируемая, монотонно невозрастающая функция, то импеданс такой среды является действительным, постоянным и не зависящим от частоты. Мы не предлагаем частотной зависимости ε, σ , считая, что среда бездисперсионна (если проводимость σ (z) связана с ε(z) соотношением (2)). Из соотношения (2) следует, что если импеданс – действительная величина, то можно определить лишь ε при (z = 0). В частности, соотношению (2) удовлетворяет градиентная полупроводящая среда рэлеевского типа [3] с σ(z) = k'/(z + a)2, ε(z) = ε H /(z + a)2 .
Как показано в работе [3], что также следует из соотношения (2), при 120 π = ε H / k импеданс z является действительной величиной во всем частотном диапазоне. При этом модуль компоненты E x для прямой волны не зависит от глубины. Заметим, что ε(z) не обязательно должно убывать, достаточно, чтобы σ = 0, ε = 1, ε' (z) = 0. Это следует из (2).
Перейдем теперь к механизму возникновения электрической напряженности в данной среде. Джоулево тепло, отнесенное к единице объема, выделяющееся к каждой точке, равно [4] для полупроводящего полупространства
Q =σ(z2)E2t, где t – время, E – постоянная для наших сред величина амплитуды электрического поля электромагнитной волны, σ(z) - изменяющаяся с глубиной электропроводность.
Это будет приводить к изменению по толщине количества тепла при постоянной, не зависящей от глубины теплоемкости, следствием которого будет, согласно [4], температурный градиент
E = — j + a V T ’
о здесь с - обычная проводимость, а - еще одна величина, характеризующая электрические свойства материала, а j = о (E - aVT), это показывает, что в неравномерно нагретом материале может течь ток и при равной нулю напряженности поля.
