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 | УДК: 537.867
Ultrawideband transmitter of electromagnetic radiation in electromotive force based on the gradient semiconducting environment and thermo effect
The converter of electromagnetic radiation in the DC-based ultrawideband gradient semiconducting absorber of electromagnetic radiation coming from the vacuum is proposed. Because the environment is inhomogeneous in conductivity and electric field component is not attenuated with depth in different points of the homogeneous heat environment different amounts of heat will be allocated (it is believed that the heat capacity is constant throughout the thickness). This effect will lead to a temperature gradient, resulting, as it is known, in a constant electric current, which can be used for practical purposes.
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.
