Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Термоэлектрические эффекты (обзор литературы) 7
1.1. Термоэлектрические явления 7
1.2. Механизм возникновения термо-ЭДС 10
1.3. Условия возникновения анизотропии термо-ЭДС 12
1.4. Термоэлектрические материалы 14
1.5. Основная задача исследований 18
ГЛАВА 2. Поперечные термоэлектрические эффекты в анизотропных термоэлементах при воздействии СВЧ излучения 19
2.1. Общие соотношения для термоэлектрических эффектов в анизотропных полупроводниках 19
2.2. Прямоугольный анизотропный термоэлемент 22
2.3. Нестационарная термо-ЭДС в анизотропном термоэлементе 25
2.4. Анализ нестационарной термо-ЭДС 29
2.5. Спектральная характеристика термоэлектрического отклика 35
2.6. Стационарная термо-ЭДС в анизотропном термоэлементе 37
ГЛАВА 3. Экспериментальное исследование поперечных термоэлектрических эффектов в анизотропных термоэлементах из p — CdSb 40
3.1. Подготовка анизотропных термоэлементов для экспериментальных исследований 40
3.2. Исследование анизотропных термоэлементов на стандартных волноводах 43
3.3. Зеркальные диэлектрические волноводы 48
3.4. Электрическое поле волн электродинамически связанных структур зеркальных волноводов 54
3.5. Исследование AT, электродинамически связанного с ЗДВ 60
3.6. Влияние длины термоэлемента на генерацию термоотклика в связанных линиях 67
3.7. Определение оптимальной ориентации AT относительно ЗДВ , 72
3.8. Возникновение термо-ЭДС в анизотропных полупроводниках, закрепленных над ЗДВ 78
3.9. Нестационарный поперечный термоотклик в AT при Я = 8 мм .. 85
3.10. Использование поперечных термоэлектрических эффектов для приема СВЧ излучения в МДВ 89
ГЛАВА 4 . Измерительные приборы на термоэлектрическом эффекте 94
4.1. Основные положения 94
4.2. Принцип работы термоэлектрических измерительных приборов 97
4.3. Калибровка измерительных приборов 99
а. Калибровка на постоянном токе 100
б. Калибровка импульсом постоянного тока 102
4.4. Измеритель мощности в коротковолновой части миллиметрового диапазона 104
4.5. Измеритель энергии импульсов СВЧ 108
4.6, Измеритель мощности и энергии импульсов 114
ГЛАВА 5. Экспериментальные исследования эффектов в n-InSb при СВЧ нагреве 116
5.1. Исследование детектирующего эффекта в монокристаллических слоях п - InSb на подложке из сапфира при воздействии СВЧ излучения 116
5.2. Исследование эффектов преобразования частоты сигнала в образцах n — InSb на сапфире 128
5.3. Использование монокристаллических слоев InSb для высокочувствительного приема излучения диапазонов СВЧиКВЧ 132
Заключение 137
Литература 140
- Условия возникновения анизотропии термо-ЭДС
- Спектральная характеристика термоэлектрического отклика
- Электрическое поле волн электродинамически связанных структур зеркальных волноводов
- Измеритель мощности в коротковолновой части миллиметрового диапазона
Введение к работе
В последние десятилетия ушедшего века появилась тенденция к широкому использованию электромагнитных волн миллиметрового (ММ) и субмиллиметрового диапазонов в различных областях науки и техники, В настоящее время множество приборов и устройств работают именно в этом диапазоне длин волн- Среди них важное место занимают устройства, фиксирующие интенсивность излучения электромагнитной волны (ЭМВ). Однако, существующие в настоящее время приемники, вследствие тех или иных причин, не могут полностью решить проблему эффективного приема ММ излучения и остается весьма актуальной задача создания новых типов приемных устройств, в частно-сти, устройств, обеспечивающих регистрацию, контроль и измерение интенсивности СВЧ излучения (как непрерывного, так и импульсного), способных работать в широком диапазоне частот с различными типами волноведущих структур ММ диапазона ЭМВ, Особенно важным является создание широкополосных чувствительных элементов (датчиков), работающих при комнатной температуре и устойчивых к выгоранию при кратковременных перегрузках-
В предлагаемой работе рассматривается возможность использования в качестве чувствительных элементов анизотропных полупроводниковых датчиков на основе поперечных термоэлектрических эффектов, возникающих под воздействием СВЧ излучения.
Структура диссертации.
В первой главе приводится краткий обзор литературы, посвященной исследованиям термоэлектрических эффектов. На основе законов термодинамики показывается, что в средах с анизотропией термо-ЭДС могут существовать поперечные термоэлектрические эффекты. Рассматриваются механизмы возникновения термо-ЭДС в различных средах, а также условия осуществления максимальной анизотропии термо-ЭДС. Описываются основные свойства полупроводникового соединения антимонида кадмия с дырочной проводимостью
{p-CdSb\ используемого в данной работе в качестве материала для создания анизотропных термоэлементов (AT).
В заключение главы приводится постановка основной задачи, рассматриваемой в настоящей диссертационной работе.
Во второй главе разрабатывается феноменологическая модель поперечных термоэлектрических эффектов, возникающих в прямоугольных AT из p-CdSb под воздействием импульсного или непрерывного излучения СВЧ, Рассматриваются временные зависимости термоотклика от начальных и граничных условий нагрева AT, а также от параметров полупроводникового материала и металлических контактов на торцах термоэлемента, предназначенных для «съема» термоэлектрического отклика. Здесь же приводятся результаты спектрального анализа термоотклика.
Третья глава представляет экспериментальные результаты исследования свойств прямоугольных анизотропных термоэлементов из p-CdSb, помещенных в различные волноведущие структуры. Исследован термоотклик на воздействие импульсного и непрерывного СВЧ излучения в частотном диапазоне 10-гЗОО JTfy, Приводятся результаты анализа экспериментальных исследовании, а также сравнение опытных данных с результатами применения построенной феноменологической модели поперечных термоэлектрических эффектов-
Четвертая глава описывает три измерительных прибора, разработанных автором в рамках выполнения диссертационной работы. Работа этих приборов основана на эффектах возникновения напряжений поперечных термо-ЭДС в объемных AT из p-CdSb при комнатной температуре. Здесь же представлен способ калибровки термоэлектрических приборов, основанный на применении импульсов постоянного тока.
В пятой главе приведены результаты экспериментальных исследований объемных эффектов в изотропных полупроводниках при СВЧ нагреве. Подробно исследуются свойства монокристаллических слоев n — InSb на тештопрово-дящей подложке при комнатной температуре. Обсуждается возможность создания высокочувствительных датчиков малой инерционности на основе таких
слоев для детектирования и преобразования частоты излучения миллиметрового диапазона электромагнитной волны,
В заключении приводятся основные результаты и выводы диссертационной работы.
Положення, выносимые на защиту:
Феноменологическая модель нестационарных и стационарных поперечных термоэлектрических эффектов, возникающих под воздействием импульсного или непрерывного СВЧ излучения в полупроводниковых анизотропных термоэлементах из p-CdSby применительно для регистрации и измерения энергии электромагнитной волны на практике,
Способы согласования анизотропных термоэлементов со стандартным металлическим» зеркально-диэлектрическим и металлодиэлектрическим волноводами, работающими на основных типах волны.
Конструкции трех термоэлектрических приборов, предназначенных для измерения энергии одиночных импульсов СВЧ и (или) мощности непрерывного СВЧ излучения на частотах, как минимум, 1 O-ї-ЗОО ГГц.
А. Способ калибровки термоэлектрических приборов, основанный на применении импульсов постоянного тока-
5. Как показано экспериментально, в образцах n-InSb на сапфировой подложке при комнатной температуре под воздействием электромагнитных волн сантиметрового и миллиметрового диапазонов обнаружены эффекты детектирования и преобразования частоты сигнала "вниз" и "вверх".
Условия возникновения анизотропии термо-ЭДС
Таким образом, условием возникновения термо-ЭДС является анизотропия или неоднородность среды по коэффициенту термо-ЭДС or, связывающему векторы градиента температуры и термоэлектрического поля [10,11], Анизотропия других параметров среды, например, термоэффективности [12] или теплопроводности [13], могут в той или иной степени исказить распределение температуры, потенциалов и токов в термоэлектрической среде, но сами по себе источником ЭДС служить не могут [14,15].
Теория предсказывает, и экспериментально неоднократно подтверждено, существование нового эффекта, присутствующего только в анизотропных средах [1]. В материале, обладающем анизотропией термо-ЭДС, разность температур, вообще говоря, создает поперечное (перпендикулярное к градиенту температуры) термоэлектрическое поле [16-18], которое может приводить к возникновению электрического тока даже в однородной замкнутой цепи- Поэтому, даже однородный термоэлектрически анизотропный кристалл сам по себе может быть генератором ЭДС, т.е. термоэлементом.
Причина возникновения термо-ЭДС состоит в том, что средняя энергия носителей тока п (а в полупроводниках часто и их концентрация п) с ростом температуры увеличивается [19,20], Вследствие этого, градиент температуры вызывает диффузионный поток носителей, который в изотропной среде направлен вдоль вектора V7\ а в анизотропном кристалле — и под углом к этому вектору. Перераспределение носителей заряда в среде приводит к появлению термоэлектрического поля, которое компенсирует пропорциональный УГ поток диффузии носителей обратным потоком, создаваемым образовавшейся в цепи разностью потенциалов (термо-ЭДС).
В этих условиях создается стационарное равновесие носителей в среде, при котором градиент температуры будет длительно поддерживать соответствующую термо-ЭДС (разность потенциалов), которая прибавится к разности контактных потенциалов, существующей, между горячим и холодным концами. Если цепь не замкнута, то через любое сечение проводника в единицу времени проходит одинаковое число зарядов в обоих направлениях (плотность тока в любой точке среды равна нулю). Однако, скорости зарядов, движущихся от горячей области, выше скорости зарядов, движущихся от холодной области, что и обеспечивает непрерывный перенос тепловой энергии в направлении VT без переноса заряда.
Концентрация свободных зарядов в полупроводниках изменяется в пределах 10 -И (г см , что намного меньше, чем в металлах (порядка 10 см ). Поэтому в полупроводниках, в отличие от металлов, температура изменяет не только кинетическую энергию свободных зарядов (для невырожденного полу 2 проводника Єп =—kQT9 где k0- постоянная Больцмана), но и их концентрацию.
Температура изменяет также контактный потенциал (р на границах полупроводника и связанный с ним химический потенциал //. Результатом этих различий является возникновение больших значений термо-ЭДС в полупроводниках (особенно невырожденных), чем в металлах. Последнее обстоятельство определяет основное преимущество невырожденных полупроводников при выборе материала для построения термоэлементов.
Описанный выше процесс переноса тепла в полупроводнике реализуется только при наличии носителей заряда одного знака- В случае, когда электрический ток в полупроводнике образуется одновременными потоками зарядов разных знаков, механизм переноса тепла существенно изменяется. Совместная диффузия свободных электронов и дырок имеет место или при разности скоростей зарядов или при ненулевом градиенте их концентраций. На пути от горячего конца к холодному концентрация свободных электронов и дырок убывает, они рекомбинируют и выделяют энергию, затраченную на их образование в более горячих участках. Если в полупроводниках присутствуют как свободные электроны, так и дырки, создаваемые ими термо-ЭДС взаимно противоположны по знаку, следовательно, вычитаются одна из другой. На практике, для применения термоэлектрических явлений одновременное присутствие в полупроводнике свободных электронов и дырок невыгодно, особенно если их подвижности не очень сильно отличаются друг от друга.
Значение термо-ЭДС зависит от условий движения зарядов, которые, в свою очередь, могут зависеть от природы полупроводника и от механизма рас-сеяния носителей на пути их перемещения из одного участка полупроводника в другой. Поэтому, величина термо-ЭДС тесно связана с подвижностью носителей заряда v, определяемой, в частности, и механизмом рассеяния. Всякое нарушение периодичности поля кристаллической решетки, вследствие или теплового движения атомов, или геометрических дефектов, или посторонних примесей, нарушает равномерное прямолинейное движение электрона в кристалле, который не подвержен действию внешнего электрического поля. Любое такое искажение оказывается центром рассеяния электронов, где всякое преимущество первоначального движения исчезает.
Величина термо-ЭДС, даже для металлов, весьма чувствительна к малейшим примесям. Для полупроводников же примеси играют решающую роль. Внесение примесей в полупроводники открывает путь к улучшению их термоэлектрических свойств [9].
Спектральная характеристика термоэлектрического отклика
В этой главе представлены результаты экспериментальных исследований поперечных термоэлектрических явлений в полупроводниках, обладающих свойством анизотропии термоэлектрических параметров, применительно к регистрации импульсного и непрерывного СВЧ излучения. Для проведения опытных исследований использовалось анизотропное полупроводниковое соединение р — CdSb, основные свойства этого материала описаны в разделе 1.4.
Для изготовления анизотропного термоэлемента (AT), с целью генерирования максимальной поперечной термо-ЭДС (термоотклнка), тонкие монокристаллические слои p — CdSb вырезались и ориентировались так5 чтобы главные оси тензора термо-ЭДС [010] и [00l] составляли угол /? = 45 с ребрами кристалла (рис. 2.1). Причем образцы вырезались в форме прямоугольного параллелепипеда, так как CdSb относится к ромбической сингонии (см. п, 1.3). Изготовленный образец своей гранью у = 0 приклеивался к массивной теплопрово-дящей подложке (теплопроводящим клеем «суперцемент» или БФ-2) для обеспечения эффективного теплоотвода. В этом случае градиент температуры, возникающий при нагреве образца со стороны верхней грани у = Ь, направляется под углом /? = 45 к главным осям тензора термо-ЭДС, обеспечивая тем самым генерирования максимума термо-ЭДС (см. п. 2.4).
Резка кристаллов производилась электроэрозионным способом- Режим резки выбирался так, чтобы при достаточной скорости резания образцы получались с минимальными нарушениями гладкости поверхности среза. Снятие поврежденного при резке слоя полупроводника и придание окончательного размера образцам осуществлялось путем шлифовки и полировки. Контакты для снятия термоотклика на боковых гранях образца (х = 0, /) изготавливались припоем чистого индия. Для правильного измерения электрических параметров образцов p—CdSb [2] геометрические размеры кристаллов выбирались так» чтобы отношение длины (/) образцов к ширине (d) и толщине (6) было не менее 2.5 ч- 3 [45].
Для проведения экспериментальных исследований изготовленные AT монтировались в первичные приемные преобразователи (в дальнейшем просто - преобразователи), куда подавалось СВЧ излучение. Исследования нестационарных и стационарных поперечных термоэлектрических эффектов в AT в диапазонах длин волн Л = 3см и Л = 8 мм проводились на установке, блок-схема которой представлена на рис. 3.1,
В качестве источников излучения использовались генераторы (2) Г4-32А и Г4-115 (или ГЗ-30) в диапазонах 3 см и 8ммг соответственно. Для обеспечения режима одиночных СВЧ импульсов применялась внешняя модуляция генераторов с помошью разработанного модулятора (ждущий мультивибратор (1)).
Непрерывное или импульсное (с желаемой длительностью) СВЧ излучение через вентиль (3) (для X = 3 см или для Я = 8 мм ) и поляризационный вол новодный аттенюатор (4) (ДЗ-34А или ДЗ-36А) подавалось на вход соответствующего преобразователя (5). Стационарный термоотклик последнего регистрировался непосредственно цифровым интегральным микровольтметром (9) типа TR-6567, тогда как нестационарный термоотклик измерялся и усиливался с помощью измерительного усилителя (6) типа 127А фирмы PAR и записывался быстродействующим самописцем (7) Н-338-1П. Визуальное наблюдение усиленного отклика осуществлялось двухлучевым универсальным (запоминающим) осциллографом (8) С1-74.
Измерители КСВН и ослабления (10) Р2-63 и Р2-65 использовались для измерения КСВН и потерь (если возможно) преобразователей 3 см и 8— мм диапазонов, соответственно. Точное измерение мощности в тракте осуществлялось измерителями мощности (11), соответственно, МЗ-22 и Я2М-66. В технике СВЧ, в сантиметровом и длинноволновой части миллиметрового диапазонов длин волн, в качестве линий передачи успешно применяются хорошо изученные одноволновые стандартные металлические волноводы с рабочей волной типа Ню Поэтому наибольший практический интерес представляет исследование анизотропных термоэлементов именно в таких волноводах. Основные измерения на таких волноводах проводились в диапазоне длин волн Д = 3сл (/ = 10/7) [55,122],
С этой целью на базе стандартного металлического волновода прямоугольного сечения с размерами 10x23 мм был изготовлен преобразователь (рис. 3.2д)? настройка которого производилась волноводным (2) и коаксиальным (3) коротко замыкающими плунжерами. Сечение волновода (1) покрывалось AT (см. п. 3.1). В качестве его подложки использовались сапфир или поли-кор прямоугольной формы. Боковые торцы подложек покрывались индием или оловом, к которым припаивались боковые торцы кристалла р — CdSb (рис. 3.2 6), AT (4 на рис. 3.2 а) припаивается одним торцом к подвижному держателю (5) и подводится другим торцом к внутреннему проводу (6) выходного коаксиального разъема (7), Преобразователь соединяется с источником излучения стандартным волноводным фланцем (9), Термоотклик снимается с коаксиального разъема (7), который для СВЧ закорочен на корпус через емкость (8). Оптимально настроенный преобразователь (размеры полупроводника: /х&х / = 2.5х0-4х0.25лід 3, Д,=180Ом; см. рис-3.2) во всем рабочем диапазоне волновода имеет приемлемую частотную характеристику с КСВН \J + Коэффициент отражения СВЧ излучения по мощности Д, который определяется с помощью выражения [64]:
Электрическое поле волн электродинамически связанных структур зеркальных волноводов
Экспериментальные исследования термоотклика AT, описанного выше, в стационарном режиме (максимальная мощность непрерывного СВЧ излучения Р = 69 мВт) дали линейную зависимость отклика от мощности, Вольт-ваттная чувствительность элемента была равна Є = QA3B/Bmt тогда как ее теоретическое значение, полученное из (2-40), имеет значение Є = 0,418 В/Вт при у = 1,
Различие экспериментальных и теоретических характеристик объясняется отклонением реальной конструкции AT от его теоретической модели. В реальном AT всегда существуют факторы, приводящие к ухудшению параметров элемента- Отклонение от изотермичное холодной грани кристалла, существенный уход тепла через металлические контакты на боковых гранях кристалла, потеря тепла через воздушную среду, увеличение теплоемкости из-за наличия конструктивных элементов, а также неоптимальная связь кристалла с СВЧ излучением уменьшают максимальную температуру нагрева кристалла и, как результат, величину генерируемого термоотклика.
В этом разделе были представлены результаты экспериментальных исследований только одного образца анизотропного термоэлемента. Другие же образцы имеют характеристики аналогичные приведенным.
Обобщая содержание этого раздела, можно с уверенностью сказать, что представленные в нем результаты экспериментов подтверждают работоспособность построенной в гл. 2 теоретической модели поперечных термоэлектрических эффектов в AT, В настоящее время в миллиметровом диапазоне электромагнитных волн для передачи энергии и создания различных устройств, отвечающих требованиям миниатюризации, надежности, повышения механической прочности и интегрального исполнения, успешно используются зеркальные диэлектрические волноводы (ЗДВ) [68-71]. ЗДВ представляет собой прямоугольный диэлектричсский волновод (ДВ) с поперечными размерами ад .Ьд и относительной диэлектрической проницаемостью ед9 закрепленный на поверхности металлической подложки с помощью клея или пленки толщиной 6rt (bn « Ъд ), причем диэлектрическая проницаемость пленки меньше чем у ДВ (єп єд; см. рис, 3.7). При большой величине замедления волны в ЗДВ (к" "/к0 = /, к ,п — постоянные распространения волн , 0 - 2ж/Я - волновое число в вакууме) электрическое поле собственных волн Е уп сосредоточено преимущественно внутри ДВ и лишь небольшая часть электромагнитной энергии переносится во внешней среде. При маленьком замедлении волны {к л/к0 = в = 1, єе— диэлектрическая проницаемость воздуха) концентрация энергии электромагнитной волны, распространяющейся вдоль волновода, внутри ДВ значительно уменьшается и собственные волны ЗДВ слабо связаны с ДВ. Таким образом, распределение компонент поля направляемой волны в поперечном сечении волноведущей структуры зависит от замедления, т.е. от єд и от частоты. При удалении от диэлектрика в направлении перпендикулярном направлению ЗДВ амплитуда поля собственной волны волновода спадает по экспоненциальному закону (рис. 3.7) [72-74]. Минимальные потери (омические и диэлектрические) в ЗДВ и максимальная широкополосность имеют место при условии работы ЗДВ на основной волне Efl9 для ДВ, поперечное сечение которых удовлетворяет условию 0-5 adjbd 1.0, а относительная высота промежуточного слоя условию 6,,/ 0.1 [65,74-77]. Наличие экспоненциально спадающего поля вне ДВ, простота доступа к волноведущей области ЗДВ делают возможным создание, на его основе» конструктивно и технологически простых преобразователей для исследования поперечных термоэлектрических эффектов в AT. Включение в ЗДВ анизотропного термоэлемента обеспечивает электромагнитную связь волны ЗДВ с полупроводником, являющимся, по сути, в данной системе полупроводниковым волноводом (HUB) [65]. Другими словами, ЗДВ и AT представляют собой связанные волновсдущие структуры, первая почти не обеспечивает затухания волны, а вторая поглощает электромагнитную энергию весьма активно. Степень их связи, в общем случае, определяется геометрическими размерами и материалами изготовления ЗДВ и ППВ, их взаимным расположением, а также частотой и типом волны, распространяющейся в направляющей структуре. Включенный любым способом анизотропный термоэлемент в ЗДВ представляет собой для последнего неоднородность, вызывающую отражение и паразитное излучение энергии направляемых волн в окружающее пространство. Для уменьшения таких потерь необходимо в качестве материала для созданий ДВ выбирать диэлектрик с sd сравнимой с величиной диэлектрической прони-цаемости AT. В этом случае, вследствие близости фазовых скоростей волн в электромагнитно связанных отрезках ЗДВ и 1111В, явление взаимодействия собственных волн этих двух структур усиливается, что способствует более эффективной перекачке энергии из одного волновода в другой, даже в случае коротких взаимодействующих участков.
Необходимо отметить» что величиной тангенса угла потерь tg(S) материала ДВ обусловлена основная часть погонных потерь в ЗДВ [65, 76], а диэлектрическая проницаемость материала ДВ єд9 при условии сохранения одно модового режима работы ЗДВ, определяет поперечные размеры ДВ. В первом приближении эти размеры могут быть получены из формулы [69]:
Измеритель мощности в коротковолновой части миллиметрового диапазона
Исследование собственной вольт-ваттной чувствительности Кп показы вает, что ее линейная зависимость от расстояния d0 и частоты / практически не зависит от размеров термоэлемента. Однако использование коротких образцов AT (/ 3.6лш) вызывает резкое уменьшение величины К„ (п. ЗА). По следнее обстоятельство становится очевидным из рис.ЗЛ8, где представлена зависимость величины Крл от длины термоэлемента на частоте f — 32 ГГц при различных расстояниях d0. Определение величины К из этого графика воз можно, с точностью 25 %, во всем исследуемом частотном диапазоне при условии если / 3.6лш, а расстояние dQ лежит в интервале от 0,25мм до 1.25 лш (более широком, чем при / = 1L5 мм ).
На рис. 3.18 б приведена зависимость величины К от длины / полупроводника на средней частоте СВЧ излучения f = 32 ГГц при различных расстояниях d0 между AT и ЗДВ. При больших расстояниях (d0 0.5 мм) она довольно хорошо описывается линейной зависимостью, что согласуется с теорией (см, соотношение (2.38)). Причем по мере удаления AT от ЗДВ линейный участок распространяется в сторону более коротких образцов AT, а при d0 0.8 мм зависимость практически линейна до / й 10 мм Заметное отклонение этих зависимостей от линейности у коротких образцов наблюдается уже при расстояниях около нуля. Оно не может быть связано с незначительным изменением КСВН в диэлектрической линии из-за возмущения, вносимого AT, при маленьких расстояниях от ЗДВ (рис, ЗЛ4 б и в). Заметного изменения электрических составляющих полей электромагнитной волны в таких случаях также не наблюдается (рис. 3.12).
Отклонение от линейности скорее всего вызывается особенно сильной взаимной перекачкой энергии поля волны между сильно связанными линиями ЗДВ и AT (рис. 3.12 6). Результатом этого могут являться краевые эффекты, которые свойственны особенно коротким образцам AT [17, 18]. При маленьких расстояниях, особенно когда AT прикасается к ДВ, паразитный теплообмен AT с окружающей средой (в основном с ДВ) может сравняться по величине и даже преобладать над теплообменом с подложкой. Это, в свою очередь, вызывает сильное изменение температурного поля в полупроводнике» приводящее к изменению величины термо-ЭДС. Последняя, в этом случае, скорее всего, подчиняется не линейному (в зависимости от /) закону (2,38), а более сложному соотношению (2.13).
Такой механизм возникновения смешанной продольно-поперечной тер-мо-ЭДС между боковыми торцами термоэлемента может привести даже к уменьшению термоотклика при сильной связи AT с ЗДВ, хотя, как показывают исследования, поглощаемая в полупроводнике мощность Рп в этой области увеличивается. Исследования, проведенные на разных образцах AT, показывают, что, действительно, при сильной связи AT с ЗДВ термоотклик имеет максимум- Положение этого максимума зависит от образца, или, точнее, от степени паразитного теплообмена AT с ДВ, и может иметь место при значениях dQ от d0 -Омм (рис- 3.15 л, 3.17 б) до d0 =ОЛмм (dQ =0.05мм нарис. ЗЛ9 6).
Таким образом, использование коротких образцов AT ограничивается краевыми эффектами, роль которых увеличивается по мере усиления связи термоэлемента с ЗДВ. Область применения коротких AT расширяется с увеличением расстояния между AT и ЗДВ» Использование длинных образцов AT также нежелательно. Этот вывод следует из сравнения вольт-ваттных чувствительностей Кр образцов длиной 11.5мм и \0мм. При переходе от более длинного образца к более короткому К не только не уменьшается, а, наоборот» увеличивается (рис, ЗЛ8 б). Объясняется этот факт тем, что распространяющаяся по ЗДВ электромагнитная волна не может нагреть термоэлемент, связанный с ЗДВ, равномерно по всей длине» если AT слишком длинный (/» Яд, см, рис, 3,12). Результатом этого является уменьшение термоотклика.
Таким образом можно заключить, что для исследуемой системы электродинамически связанных линий (AT и ЗДВ) оптимальная длина термоэлементов находится в диапазоне / З.б-НОлш, а оптимальное расстояние между линиями dQ 0.5 1.0 лш. Возвращаясь к рис. 3.17 я и б? можно с уверенностью сказать, что любая кривая на этих рисунках совмещается с последующей или предыдущей кривой путем параллельного перемещения налево или направо на определенное расстояние dQt особенно это относится к случаям / 3.6лш и dQ 0.5 мм. Это означает, что укорочение длины термоэлемента равносильно увеличению на некоторую величину расстояния d0. Эту величину можно определить из рис. 3.17 а или б. Различие между этими расстояниями, определенными из рис. ЗЛ7 а и 3.17 б (из первого рисунка расстояние получается меньшим чем из второго) говорит о перерасходе мощности СВЧ излучения. Последнее обусловлено ошибками эксперимента и, в основном большими» по сравнению с глубиной скин-слоя (при A = SMM Д = 0.15лш), поперечными размерами термоэлемента. Следует ожидать, что применение более тонких образцов устранит это различие, улучшая одновременно термоэлектрические параметры AT.
