Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками
Исследовано переходное излучение поверхностных электромагнитных волн нерелятивистским электронным сгустком, пересекающим границу раздела вакуум-полупроводник. Сгусток имеет вид эллипсоида вращения с равномерным распределением заряда по объему и движется вдоль нормали к границе раздела сред. Учтена д...
Збережено в:
| Опубліковано в: : | Вопросы атомной науки и техники |
|---|---|
| Дата: | 2003 |
| Автори: | , |
| Формат: | Стаття |
| Мова: | Російська |
| Опубліковано: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2003
|
| Теми: | |
| Онлайн доступ: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/110997 |
| Теги: |
Додати тег
Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Цитувати: | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками / Ю.О. Аверков, В.М. Яковенко // Вопросы атомной науки и техники. — 2003. — № 4. — С. 45-49. — Бібліогр.: 10 назв. — рос. |
Репозитарії
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1859737624762122240 |
|---|---|
| author | Аверков, Ю.О. Яковенко, В.М. |
| author_facet | Аверков, Ю.О. Яковенко, В.М. |
| citation_txt | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками / Ю.О. Аверков, В.М. Яковенко // Вопросы атомной науки и техники. — 2003. — № 4. — С. 45-49. — Бібліогр.: 10 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Вопросы атомной науки и техники |
| description | Исследовано переходное излучение поверхностных электромагнитных волн нерелятивистским электронным сгустком, пересекающим границу раздела вакуум-полупроводник. Сгусток имеет вид эллипсоида вращения с равномерным распределением заряда по объему и движется вдоль нормали к границе раздела сред. Учтена диссипация энергии излучения в полупроводнике. Показано, что спектр переходного излучения поверхностных волн имеет вид импульса, ширина которого соизмерима с его средней частотой. Появление максимумов спектральной плотности излучения связано с выполнением определенных резонансных соотношений между размерами сгустка, длиной волны излучения и длиной волны Ван Кампена. Установлено, что существуют такие значения размеров сгустка, при которых коэффициент полезного действия, равный отношению энергии излучения к суммарной кинетической энергии частиц сгустка, имеет максимум.
|
| first_indexed | 2025-12-01T15:19:52Z |
| format | Article |
| fulltext |
НЕРЕЛЯТИВИСТСКАЯ ПЛАЗМЕННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА
УДК 533.9
ВОЗБУЖДЕНИЕ ИМПУЛЬСОВ ПОВЕРХНОСТНЫХ ЭЛЕКТРОМАГ-
НИТНЫХ ВОЛН ЭЛЕКТРОННЫМИ СГУСТКАМИ
Ю.О.Аверков, В.М.Яковенко
Институт Радиофизики и Электроники НАН Украины, Харьков, Украина
averkov@online.kharkiv.com
Исследовано переходное излучение поверхностных электромагнитных волн нерелятивистским электрон-
ным сгустком, пересекающим границу раздела вакуум-полупроводник. Сгусток имеет вид эллипсоида вра-
щения с равномерным распределением заряда по объему и движется вдоль нормали к границе раздела сред.
Учтена диссипация энергии излучения в полупроводнике. Показано, что спектр переходного излучения по-
верхностных волн имеет вид импульса, ширина которого соизмерима с его средней частотой. Появление
максимумов спектральной плотности излучения связано с выполнением определенных резонансных соотно-
шений между размерами сгустка, длиной волны излучения и длиной волны Ван Кампена. Установлено, что
существуют такие значения размеров сгустка, при которых коэффициент полезного действия, равный отно-
шению энергии излучения к суммарной кинетической энергии частиц сгустка, имеет максимум.
1. ВВЕДЕНИЕ
Известно, что равномерно и прямолинейно дви-
жущаяся заряженная частица, пересекающая грани-
цу раздела двух сред с разными показателями пре-
ломления, излучает электромагнитные волны. Свой-
ства этого излучения достаточно хорошо изучены
[1,2]. При пересечении границы раздела заряжен-
ным сгустком, возникающее излучение может суще-
ственно отличаться от излучения частицы. В частно-
сти, в результате переходного излучения заряженно-
го сгустка могут возникнуть электромагнитные им-
пульсы, обладающие широкой полосой. Проблеме
получения такого рода импульсов уделяется в по-
следнее время большое внимание [3-5], поскольку
она важна как с научной, так и с практической точки
зрения (например, для создания новых образцов им-
пульсной радиолокационной техники). Так, в работе
[3] было показано, что импульс переходного излуче-
ния, возникающего при пересечении электронным
сгустком проводящего экрана, в точности повторяет
по форме импульс тока сгустка. При этом эффектив-
ность преобразования кинетической энергии сгустка
в энергию электромагнитного импульса может быть
достаточно высокой и достигать нескольких десят-
ков процентов. Подробный спектральный анализ
импульсов переходного излучения, возникающих
при инжекции сгустков заряженных частиц через
торцевую металлическую стенку в полубесконеч-
ный цилиндрический волновод, был выполнен в ра-
боте [4]. Спектр сигнала оказывается довольно ши-
рокий. Он содержит колебания со всеми частотами
и волновыми числами, являющимися собственными
для данного волновода. Максимумы спектра при-
ближенно соответствуют критическим частотам
волновода. Показано также, что с увеличением дли-
ны сгустка количество гармоник в спектре уменьша-
ется, а эффективность возбуждения излучения резко
падает. В работе [5] были отмечены особенности
спектрально-угловых характеристик переходного
излучения шарового сгустка зарядов, пересекающе-
го границу раздела сред. Эти особенности заключа-
ются в появлении дополнительных максимумов на
диаграмме направленности излучения, когда радиус
сгустка превышает длину излучаемой волны, т.е.
когда нарушаются условия когерентности излуче-
ния.
В рассмотренных выше работах исследовалось
переходное излучение объемных электромагнитных
импульсов. В настоящей работе показана возмож-
ность переходного излучения импульсов поверх-
ностных электромагнитных волн электронным
сгустком, пересекающим границу раздела вакуум-
полупроводник. Исследованы условия возникнове-
ния максимумов спектральной плотности излуче-
ния, а также зависимости величины энергии излуче-
ния и коэффициента полезного действия от разме-
ров сгустков.
2. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ И ОСНОВНЫЕ
УРАВНЕНИЯ
Рассмотрим границу раздела вакуум-полупро-
водник, расположенную в начале координат 0z = .
Полупроводник находится в области 0z > . Элек-
тронный сгусток движется вдоль оси z со скоро-
стью v c= (где c - скорость света в вакууме) и
пересекает границу раздела сред со стороны вакуу-
ма. Выберем сгусток в виде эллипсоида вращения с
осью вращения, направленной вдоль оси z . Обозна-
чим полуось вращения через b , а нормальную ей
полуось через a . Ток, создаваемый сгустком, зада-
ется следующим образом:
( )
( )b
0 0
V
bj env r r vt drδ= − −∫
r r r r
, (1)
где ( )xδ – дельта-функция Дирака, n – плотность
сгустка, 0r
r
– радиус-вектор отдельного электрона в
mailto:averkov@online.kharkiv.com
сгустке, 2
b
4V
3
a bπ= – объем сгустка. Электромаг-
нитные поля представим в виде следующих интегра-
лов Фурье:
( ) ( ) [ ]{ }1, , exp
zE r t E i k z t
v
d d
κ ω κ ρ ω
κ ω
= + − ×
×
∫
r r rr r r
r
, (2)
где κr и ρr – компоненты волнового вектора и ради-
ус-вектора, лежащие в плоскости xy , /zk vω= –
для поля частицы и z lk λ= – для поля излучения,
( ) 22 2/l lcλ ω ε κ= − , 1,2l = . Здесь индекс 1 соответ-
ствует вакууму, а индекс 2 – полупроводнику. Для
того, чтобы поля излучения убывали при удалении
от границы раздела вглубь каждой из сред, необхо-
димо чтобы { } ''
1 1Im 0λ λ= < и { } ''
2 2Im 0λ λ= > . Вол-
новое уравнение для фурье-компоненты ( ),E rω
r r
имеет вид:
( ) ( ) ( )
( )
( ) ( )
2
2
2
, ,
grad ,
4 ,
l l l
l
E r E r
c
r vi r
c
ωω ε ω ω
ρ ω ωπ ρ ω
ε ω
∆ + =
= −
r rr r
r
r
(3)
где ( ) ( ) ( ){ }3
0 0, / 2 expr en i k r r d drρ ω π κ = − ∫
rr r r r r
–
компонента Фурье плотности сгустка, 1 1ε = , ( )2ε ω
– диэлектрическая проницаемость полупроводника:
( ) ( ) ( ) ( )
2
' '' 0
2 2 2 0 1i
i
ε ω ε ω ε ω ε
ω ω ν
Ω= + = − + ,
(4)
где 2
0 04 /e N mπ εΩ = , N – концентрация электро-
нов в полупроводнике, 0ε – диэлектрическая прони-
цаемость решетки полупроводника, m – эффектив-
ная масса электронов полупроводника, ν – частота
релаксации импульса электронов в полупроводнике.
Компоненты Фурье для полей сгустка имеют следу-
ющий вид:
( ) ( )
( ) ( )
2
1,2
1,2 2 22
1,2 1,2
/1
2 /
b
c v keiE k F k
k c
ω ε
επ ω ε
−
=
−
rrr rr
,
( ) ( )1,2
1,2 1,2,bH k v E k
c
ε =
r rr rr , (5)
где ( ) ( ),F k F ω κ=
r r
- пространственно-временная
фурье-компонента плотности сгустка, возникающая
в результате интегрирования по 0r
r
в выражении для
тока сгустка (1):
( ) ( ), ,bF nV fω κ ω κ=r r
, (6)
( )
( )
( )
( ) ( )
2
3,
,
sin ,
cos , ,
,
f ω κ
ψ ω κ
ψ ω κ
ψ ω κ
ψ ω κ
= ×
× −
r
r
r
r
r
(7)
где ( ),f ω κr – геометрический фактор сгустка,
( ) ( ) ( )2 2, /b v aψ ω κ ω κ= +r . Переходное излучение
можно считать когерентным для всех электронов
сгустка, если ( ), 1f ω κ ≈r
. В этом случае эффектив-
ный заряд сгустка ( ),eff bq enV f ω κ= r
равен
eff bq enV≈ [1]. При a b= , 1bnV = и ( ), 1ψ ω κr =
получаем ( ) ( ), , 1F fω κ ω κ= =r r
и выражения (5)
переходят в соответствующие выражения для полей
одного электрона, полученные в [6]. Поля излучения
( ),r
lE ω κ
r r
и ( ),r
lH ω κ
r r
находим из условий непре-
рывности тангенциальных составляющих напряжен-
ности поля ( ) ( ) ( ), , ,b r
l l lE E Eω κ ω κ ω κ= +
r r rr r r
и нор-
мальной составляющей индукции
( ) ( ), ,l l lD Eω κ ε ω κ=
r rr r
на границе раздела сред:
( ) ( )1
1 2, ,
2
r eiE Fκ λω κ η ω κ
ζπ⊥ =
rr r r
, (8)
( ) [ ] ( )1
1 2
,
, ,
2
zr k veiH F
c
ε κ
ω κ η ω κ
ζπ
= −
r rr r r
, (9)
где 2 1 1 2ζ ε λ ε λ= − ,
2
22
2 12
1
2
2
2 22 1 .
v k
c
v k
c
ε ωη λ ε
ε ω
ωλ ε
ω
= − − +
+ − + −
(10)
Поля излучения во второй среде получаются из фор-
мул (8) - (10) заменой индекса 1 на индекс 2 . Учет
диссипации энергии излучения приводит к появле-
нию мнимой части у волнового вектора κ , т.е.
' ''iκ κ κ= + .
3. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ
Дисперсионное уравнение для поверхностных
волн определяется из условия 0ς = и имеет следу-
ющий вид:
' '
0 Re
1c
ω εκ κ
ε
= = +
, (11)
где 2ε ε= . На рис.1 показана зависимость ( )'ω κ
(кривая 1) для границы раздела вакуум-полупровод-
ник GaAs при 0 12,53ε = , 00,067m m= (где 0m – мас-
са свободного электрона), 2210N = м-3, 1110ν = с-1.
0 1 2 3 4 5 6
0
1
2
.κ ' 10-4, м-1
ω
/Ω
ο
1
2
Рис. 1. Дисперсионные зависимости
Кривая 2 на этом же рисунке соответствует световой
линии. Из рис. 1 следует, что наличие диссипации
энергии в полупроводнике приводит к появлению
точки поворота спектра, в которой происходит загиб
дисперсионной кривой назад и затягивание ее в об-
ласть где ' 1ε > − [7,8].
В дальнейшем будем рассматривать такие по-
верхностные волны, для которых ' 1ε < − и ' ''ε ε?
( '' '
1 1λ λ> , '' '
2 2λ λ> ). Поверхностные волны, удовле-
творяющие этим условиям называются модами
Фано [8,9]. Амплитуды полей излучения в таких мо-
дах убывают при удалении от границы раздела сред
экспоненциально без осцилляций (условия в скоб-
ках). Поток энергии, переносимый такими модами, в
виду условия ' ''ε ε? , лежит в основном в плоско-
сти границы раздела сред. Поэтому при расчете
энергетических характеристик мы будем пренебре-
гать нормальной составляющей потока энергии,
считая ее малой по сравнению с тангенциальной со-
ставляющей потока.
Чтобы найти потери энергии сгустком на излуче-
ние поверхностной волны, необходимо определить
поток энергии, переносимый поверхностной волной
через боковую поверхность кругового цилиндра с
осью, направленной по траектории сгустка. Прини-
мая во внимание полюс ( ), 0ς ω κ =r
и действуя стан-
дартным образом [6], получим следующее выраже-
ние для энергии излученной поверхностной волны в
вакууме за все время пролета сгустка:
( ) ( ) ( ){ }
( )
( )( )'
0
1
0
23 2'2
0 0 0
2 2
''
1 10
''
0
Re , ,
2
,
/
exp 2 , (12)
r r
z
cS dt E r t H r t dz
Fe
v
d
ϕ
ε ω
κ
ρρ
ω κ κ η ω κ
λ ζ κ
κ ρ ω
∞ ∞
∗
− ∞
< −
→ ∞ = − =
= − ×
∂ ∂
× −
∫ ∫
∫
r r
где 2 2x yρ = + , ( ){ }''
0 Im 1
c
ωκ ε ε= + ,
1
1
1c
ωλ
ε
=
+
, 2 1c
ω ελ
ε
=
+
, ( )'' '' '
10 1 0λ λ κ= =
( ) ( )
1/ 42' '' 21 cos / 2 0
c λ
ω ε ε ψ
−
= − + + < ,
( )( )'' 'arctg - / 1λψ ε ε= + .
На рис. 2 показаны зависимости спектральной
плотности переходного излучения от частоты
( ) ( )1 1W dS dω ω ω= (кривая 1) и ( )f ω (кривая 2)
при 0,1v c= , 1810n = м-3, 410a −= м, 55 10b −= ⋅ м,
210ρ −= м.
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0
0
2
4
6
8
10
.
.
ω /Ω
ο
W
1 1
028
, Д
ж
с
4
1
2
3 |f(ω )|
Рис. 2. Спектральная плотность излучения и гео-
метрический фактор сгустка
Пунктирной линией 3 показана частота
( )2 2
0 0 0 1spω ε ε ν= Ω = Ω + − , при которой ' 1ε = − .
Для указанных выше параметров число электронов
в сгустке равно 62 10bnV ≈ ⋅ , а его максимальный
ток maxb bI enV v= равен max 1bI ≈ ì À . В дальнейшем
параметры полупроводника и сгустка за исключени-
ем его радиусов и расстояния ρ будем считать
неизменными и равными указанным выше значени-
ям. Из рис. 2 следует, что зависимость ( )1W ω имеет
выраженный первый максимум на частоте
max 00,15ω ≈ Ω , сопровождающийся мелкими осцил-
ляциями. Ширина первого максимума на половине
его величины приближенно равна
max 0 max0, 27 2ω ω∆ ≈ Ω ≈ . В точке максимума выпол-
няется условие ( )' '
max max 10 1κ ω ρ κ ρ= ∝ ? , исполь-
зованное при получении выражения (12). Заметим,
что кривая зависимости ( )1W ω начинается при та-
ком значении *ω ω= (пунктирная линия 4 на
рис. 2), при котором ' ''ε ε= . Последнее соотноше-
ние означает, что при *ω ω≤ нормальную состав-
ляющую потока энергии излучения уже нельзя счи-
тать малой по сравнению с тангенциальной состав-
ляющей потока энергии и выражение (12) перестает
быть справедливым в этой области частот. При
maxω ω= для зависимости ( )1W ω , приведенной на
рис. 2, мнимую часть диэлектрической проницаемо-
сти можно считать малой, так как
( ) ( )' ''
max max 9ε ω ε ω ≈ .
Из рис. 2 видно, что функция ( )f ω имеет наи-
большее значение ( ) 1f ω = при 0ω = , а при
maxω ω= эта функция принимает значение близкое к
единице ( )max 0,8f ω ≈ . Последнее обстоятельство
свидетельствует о практически когерентном харак-
тере излучения, при котором все электроны сгустка
излучают в одной фазе и результирующее излучение
оказывается существенно большим, чем сумма излу-
чений отдельных зарядов. Действительно, в нашем
случае ( ) 13
max 5 10eff bq enV f ω −= ≈ ⋅ Кл
136,6 10benV −∝ ≈ ⋅ Кл и сгусток излучает как единое
целое, в результате чего ( ) 2
1 bW nV∝ .
Для / 1a b ∝ и v c= выполняется неравенство
( ) 22/b v aω κ? и выражение ( ) ( )2 2/b v aω κ+
можно приближенно заменить на VK/ 2 /b v bω π λ= ,
где VK 2 /vλ π ω= - длина волны Ван Кампена [10].
Первый и главный максимум функции ( )f ω имеет
место при 0ω = , т.е. при / 1b vω = ( VK / 2b λ= ),
когда на длине сгустка 2b не помещается ни одной
волны Ван Кампена. При / 1b vω ? максимумы
функции ( )f ω имеют место при /b v kω π≈ (
VK / 2b kλ≈ ), где k - целое число много большее
единицы. Это означает, что такие максимумы возни-
кают в том случае, когда на длине сгустка 2b поме-
щается большое число волн Ван Кампена. Числен-
ные оценки показывают, что первый максимум на
зависимости ( )1W ω реализуется при выполнении
условия / / 2b vω π≈ (или VK2 / 2b λ≈ ), когда на
длине сгустка помещается одна полуволна Ван Кам-
пена. Положения второго и последующих максиму-
мов зависимости ( )1W ω практически совпадают с
положениями соответствующих максимумов зави-
симости ( )f ω . Значение функции ( )f ω в точке
первого максимума спектральной плотности близко
к единице ( )max 0,8f ω ≈ и переходное излучение
на этой частоте можно считать практически коге-
рентным. Из вышесказанного можно сделать следу-
ющие выводы. Во-первых, переходное излучение
поверхностных волн электронным сгустком имеет
вид импульса, спектральная плотность которого
представляет собой набор быстро убывающих ос-
цилляций. Во-вторых, для нерелятивистских
сгустков с близкими значениями радиусов a и b
(т.е. при / 1a b ∝ ) возникновение максимумов спек-
тральной плотности излучения связано с выполне-
нием определенных резонансных соотношений
между длиной сгустка и длиной волны Ван Кампе-
на. Заметим, что в общем случае (например, для
сгустков с a b? ) даже при v c= эти резонансные
соотношения будут включать в себя оба радиуса
сгустка, длину волны Ван Кампена и длину волны
излучения '2 /π κ . Так, при '/b v aω κ∝ , ' ''κ κ?
первый максимум спектральной плотности возни-
кает при
( ) ( ) ( ) ( ) 22 2 2 '/ / 2b v a b v aω κ ω κ π+ ≈ + ≈ , а мак-
симумы ( )1W ω при / 1b vω ? возникают при
( ) ( ) 22 '/b v a kω κ π+ ≈ , где k - большое целое чис-
ло.
На рис. 3 показаны зависимости ( )1W ω для
сгустков с 410a −= м, 55 10b −= ⋅ м (кривая 1),
53 10b −= ⋅ м (кривая 2), 510b −= м (кривая 3) при
210ρ −= м.
0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0
0
2
4
6
8
10
W
1 1
028
, Д
ж
с
ω /Ω
ο
1
2
3
.
.
Рис. 3. Спектральная плотность излучения при
разной длине сгустка
Из рис. 3 мы видим, что уменьшение продольного
размера сгустка приводит к смещению первого мак-
симума спектральной плотности в область более вы-
соких частот и к одновременному уменьшению его
амплитуды. Изменение поперечного радиуса сгустка
приводит лишь к изменениям амплитуд максимумов
(так как 4
1W a∝ ), положение же этих максимумов
практически не меняется. Последнее обстоятельство
связано с тем, что для нерелятивистского сгустка
при / 1a b ∝ выполняется неравенство
'
max max/b v aω κ? . В случае a b> > имеем
'
max max/b v aω κ∝ (при v c= ) и увеличение попереч-
ного радиуса a приводит не только к росту величи-
ны первого максимума спектральной плотности, но
и к его смещению в область более низких частот. В
связи с вышесказанным заметим, что такое смеще-
ние приводит к уменьшению отношения
( ) ( )' ''
max maxε ω ε ω . Из численных оценок следует,
что для 1110ν = с-1 отношение
( ) ( )' ''
max max 10ε ω ε ω ∝ при 410a −≈ м и 55 10b −≤ ⋅
м. Следовательно, чем меньше значение частоты ре-
лаксации импульса электронов в полупроводнике,
тем большие по размерам сгустки могут быть ис-
пользованы для получения импульсов переходного
излучения поверхностных волн большей интенсив-
ности.
Численный анализ выражения (12) для энергии
переходного излучения показал, что увеличение
длины сгустка приводит к монотонному росту энер-
гии излучения 1S в той области значений b , для ко-
торых выполняется условие '
max 1κ ρ ? . Коэффици-
ент полезного действия θ , равный отношению энер-
гии переходного излучения к кинетической энергии
частиц сгустка, в этой же области значений b , име-
ет максимум. Зависимости ( )1S b и ( )bθ для
410a −= м, 210ρ −= м показаны на рис. 4 и обозна-
чены индексами 1 и 2 соответственно.
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
2,5
3,0
3,5
0 20 40 60 80 100
0
2
4
6
8
10
12
14
S
1 1
016
, Д
ж
b 106, м
. 1
2
.
.
θ 10
6
Рис.4. Зависимости коэффициента полезного дей-
ствия и энергии излучения от длины сгустка
Наличие максимума на зависимости ( )bθ можно
объяснить тем, что с ростом длины сгустка, начиная
с некоторого ее значения, когерентность излучения
ухудшается, и кинетическая энергия электронов
сгустка растет быстрее, чем энергия излучения.
4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Таким образом, в настоящей работе теоретиче-
ски исследовано переходное излучение поверхност-
ных электромагнитных волн нерелятивистским
электронным сгустком, пересекающим границу раз-
дела вакуум-полупроводник. Сгусток был выбран в
виде эллипсоида вращения с равномерным распре-
делением заряда по объему и пересекал границу раз-
дела двух сред вдоль нормали к ней. Расчет энерге-
тических характеристик проведен с учетом диссипа-
тивных потерь энергии излучения в полупроводни-
ке. Показано, что спектр переходного излучения по-
верхностных волн имеет вид ряда быстро убываю-
щих осцилляций с выраженным первым максиму-
мом. Ширина этого максимума соизмерима с его
средней частотой. Установлено, что возникновение
этих максимумов связано с выполнением опреде-
ленных резонансных соотношений между размера-
ми сгустка, длиной волны излучения и длиной вол-
ны Ван Кампена. Найдено, что существуют такие
значения размеров сгустка, при которых коэффици-
ент полезного действия, равный отношению энергии
излучения к кинетической энергии частиц сгустка,
имеет максимум. Наличие такого максимума связа-
но с тем, что с ростом длины сгустка, начиная с не-
которого ее значения, когерентность излучения
ухудшается, и суммарная кинетическая энергия
электронов сгустка растет быстрее, чем энергия из-
лучения. Показано также, что при учете диссипации
энергии излучения в полупроводнике возникают
ограничения на максимальные размеры сгустков из-
за требования, чтобы поток энергии импульсов
переходного излучения находился в основном в
плоскости границы раздела сред.
Авторы выражают благодарность В.И. Карасю за
обсуждение результатов работы и полезные замеча-
ния.
ЛИТЕРАТУРА
1. В.Л. Гинзбург, В.Н. Цытович. Переходное излу-
чение и переходное рассеяние. М.: Наука, 1984.
2. М.Л. Тер-Микаелян. Радиационные электромаг-
нитные процессы при высоких энергиях в пери-
одических системах // Успехи физических наук,
2001, т. 171, №6, с. 597–623.
3. В.А. Балакирев, Г.Л. Сидельников. Физические
механизмы переходного излучения электромаг-
нитных волн // Журнал технической физики,
1999, т. 69, №10, с. 90 – 95.
4. В.А. Балакирев, И.Н. Онищенко, Д.Ю. Сидорен-
ко, Г.В. Сотников. Широкополосное излучение
релятивистского электронного сгустка в полу-
бесконечном волноводе // Журнал технической
физики, 2002, т. 72, №2, с. 88 – 95.
5. Б.М. Болотовский, А.В. Серов. Переходное из-
лучение от протяженной системы зарядов //
Журнал технической физики, 2002, т. 72, №1,
с. 3 –7.
6. В.Я. Эйдман. Излучение поверхностной волны
зарядом, проходящим границу раздела двух
сред // Известия вузов. Радиофизика, 1965, т. 8,
№1, с. 188 – 190.
7. B.G. Martin, A.A. Maradudin, R.F. Wallis. Theory
of damped surface magnetoplasmons in n-type InSb
// Surface Science, 1978, v. 77, p. 416 – 426.
8. Н.Л. Дмитрук, В.Г. Литовченко, В.Л. Стрижев-
ский. Поверхностные поляритоны в полупро-
водниках и диэлектриках. Киев: Наукова думка,
1989.
9. Р.С. Бразис. Активные и нелинейные взаимо-
действия при возбуждении поляритонов плаз-
менного типа в полупроводниках // Литовский
физический сборник, 1981, т. 21, №4, с. 73 – 117.
10. А.С. Кингсеп. Введение в нелинейную физику
плазмы. М.: Изд-во МФТИ, 1996.
Ю.О.Аверков, В.М.Яковенко
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-110997 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1562-6016 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-01T15:19:52Z |
| publishDate | 2003 |
| publisher | Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Аверков, Ю.О. Яковенко, В.М. 2017-01-07T16:46:14Z 2017-01-07T16:46:14Z 2003 Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками / Ю.О. Аверков, В.М. Яковенко // Вопросы атомной науки и техники. — 2003. — № 4. — С. 45-49. — Бібліогр.: 10 назв. — рос. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/110997 533.9 Исследовано переходное излучение поверхностных электромагнитных волн нерелятивистским электронным сгустком, пересекающим границу раздела вакуум-полупроводник. Сгусток имеет вид эллипсоида вращения с равномерным распределением заряда по объему и движется вдоль нормали к границе раздела сред. Учтена диссипация энергии излучения в полупроводнике. Показано, что спектр переходного излучения поверхностных волн имеет вид импульса, ширина которого соизмерима с его средней частотой. Появление максимумов спектральной плотности излучения связано с выполнением определенных резонансных соотношений между размерами сгустка, длиной волны излучения и длиной волны Ван Кампена. Установлено, что существуют такие значения размеров сгустка, при которых коэффициент полезного действия, равный отношению энергии излучения к суммарной кинетической энергии частиц сгустка, имеет максимум. Авторы выражают благодарность В.И. Карасю за обсуждение результатов работы и полезные замечания. ru Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України Вопросы атомной науки и техники Нерелятивистская плазменная электроника Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками Article published earlier |
| spellingShingle | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками Аверков, Ю.О. Яковенко, В.М. Нерелятивистская плазменная электроника |
| title | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками |
| title_full | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками |
| title_fullStr | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками |
| title_full_unstemmed | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками |
| title_short | Возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками |
| title_sort | возбуждение импульсов поверхностных электромагнитных волн электронными сгустками |
| topic | Нерелятивистская плазменная электроника |
| topic_facet | Нерелятивистская плазменная электроника |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/110997 |
| work_keys_str_mv | AT averkovûo vozbuždenieimpulʹsovpoverhnostnyhélektromagnitnyhvolnélektronnymisgustkami AT âkovenkovm vozbuždenieimpulʹsovpoverhnostnyhélektromagnitnyhvolnélektronnymisgustkami |