近接場放射熱伝達

近接場放射熱伝達(NFRHT) は、物体および/または物体間の距離が、熱エネルギーを交換する熱放射の主波長と同程度かそれより小さい状況を扱う放射熱伝達の分野です。この領域では、古典的な放射熱伝達に固有の幾何光学の仮定は有効ではなく、電磁波の回折、干渉、およびトンネル効果が正味の熱伝達を支配する可能性があります。これらの「近接場効果」により、熱伝達率が古典的な放射熱伝達の 黒体限界を超える可能性があります。

NFRHT の分野の起源は、一般にソ連のセルゲイ・M・リトフの研究に遡る。^[1]リトフは、真空ギャップで分離された半無限の吸収体と、温度がゼロのほぼ完璧な鏡の場合を調べた。彼は、熱放射源をランダムに変動する電磁場として扱った。後に米国では、様々なグループが波の干渉とエバネッセント波のトンネル効果の影響を理論的に調べた。^{[2] [3] [4] [5]} 1971 年に、ディルク・ポルダーとミシェル・ファン・ホーヴェは、任意の非磁性媒体間の NFRHT の完全に正しい最初の定式化を発表した。^[6]彼らは、小さな真空ギャップで分離された 2 つの半空間の場合を調べた。ポルダーとヴァン・ホーヴェは、変動散逸定理を用いて、熱放射の原因となるランダムに変動する電流の統計的特性を決定し、エバネッセント波が小さな隙間を越えた超プランク（黒体限界を超える）熱伝達の原因であることを明確に実証しました。

Polder と Van Hove の研究以来、NFRHT の予測において大きな進歩がありました。トレース公式^[7] 、変動表面電流^{[8] [9]}、および 2 項グリーン関数^{[10] [11]}を含む理論的形式論がすべて開発されました。結果は同一ですが、各形式論は異なる状況に適用すると多かれ少なかれ便利です。2 つの球^{[12] [13] [14]}、球の集合^{[13] [15]}、球と半空間^{[16] [9]}、および同心円筒^[17]間の NFRHT の正確な解はすべて、これらのさまざまな形式論を使用して決定されています。他の形状の NFRHT は、主に有限要素法によって対処されてきました。メッシュ表面^[8]および体積^{[18] [19] [20]}法は、任意の形状を処理するために開発されました。あるいは、曲面を平面のペアに離散化し、熱近接近似(Derjaguin 近似と呼ばれることもあります) を使用して、2 つの半無限半空間のようにエネルギーを交換するように近似することもできます。小さな粒子のシステムでは、離散双極子近似を適用できます。

NFRHTに関する最近の研究のほとんどは、結果をランダウアーの公式の形で表現している。^[21]具体的には、物体1から物体2に伝達される正味の熱量は次のように表される。

${\displaystyle P_{\mathrm {1\rightarrow 2,net} }=\int _{0}^{\infty }\left\{{\frac {\hbar \omega }{2\pi }}\left[n(\omega ,T_{1})-n(\omega ,T_{2})\right]{\mathcal {T}}(\omega )\right\}d\omega }$、

ここで、は換算プランク定数、は角周波数、は熱力学的温度、はボーズ関数、はボルツマン定数、そして ${\displaystyle \hbar}$${\displaystyle \omega}$${\displaystyle T}$${\displaystyle n(\omega ,T)=\left(1/2\right)\left[\coth {\left(\hbar \omega /2k_{b}T\right)}-1\right]}$${\displaystyle k_{b}}$

${\displaystyle {\mathcal {T}}(\omega )=\sum _{\alpha }\tau _{\alpha }(\omega )}$。

ランダウアー法では、熱の伝達を熱放射チャネルの離散的な単位で表します。個々のチャネルの確率は、0 から 1 の間の値を取ります。 ${\displaystyle \alpha}$${\displaystyle \tau_{\alpha}}$

NFRHTは線形コンダクタンスとして報告されることもあり、^{[11]で示される。}

${\displaystyle G_{\mathrm {1\rightarrow 2,net} }(T)=\lim _{T_{1},T_{2}\rightarrow T}{\frac {P_{\mathrm {1\rightarrow 2,net} }}{T_{1}-T_{2}}}=\int _{0}^{\infty }\left[{\frac {\hbar \omega }{2\pi }}{\frac {\partial n}{\partial T}}{\mathcal {T}}(\omega )\right]d\omega }$。

2つの半空間の場合、放射チャネルはs-およびp-直線偏波です。透過確率は^{[6] [11] [21]で与えられます。}${\displaystyle \alpha}$

${\displaystyle \tau _{\alpha }(\omega )=\int _{0}^{\infty }\left[{\frac {k_{\rho }}{2\pi }}{\widehat {\タウ }}_{\alpha }(\omega )\right]dk_{\rho },}$

ここで、半空間の表面に平行な波数ベクトルの成分である。さらに、 ${\displaystyle k_{\rho}}$

${\displaystyle {\widehat {\tau }}_{\alpha }(\omega )={\begin{cases}{\frac {\left(1-\left|r_{0,1}^{\alpha }\right|^{2}\right)\left(1-\left|r_{0,2}^{\alpha }\right|^{2}\right)}{\left|1-r_{0,1}^{\alpha }r_{0,2}^{\alpha }\exp {\left(2ik_{z,0}l\right)}\right|^{2}}},&{\text{if }}k_{\rho }\leq \omega /c\\{\frac {4\Im {\left(r_{0,1}^{\alpha }\right)}\Im {\left(r_{0,2}^{\alpha }\right)}\exp {\left(-2\left|k_{z,0}\right|l\right)}}{\left|1-r_{0,1}^{\alpha }r_{0,2}^{\alpha }\exp {\left(-2\left|k_{z,0}\right|l\right)}\right|^{2}}},&{\text{if }}k_{\rho }>\omega /c,\end{cases}}}$

どこ：

• ${\displaystyle r_{0,j}^{\alpha}}$は媒質0と媒質1の間の偏波に対するフレネル反射係数である。${\displaystyle \alpha =s,p}$${\displaystyle j=1,2}$
• ${\displaystyle k_{z,0}={\sqrt {(\omega /c)^{2}-k_{\rho }^{2}}}}$は半空間の表面に垂直な領域0における波数ベクトルの成分であり、
• ${\displaystyle l}$は2つの半空間間の分離距離であり、
• ${\displaystyle c}$真空中の光の速度です。

の熱伝達への寄与は伝播する波から生じますが、 の寄与は消失波から生じます。 ${\displaystyle k_{\rho }\leq \omega /c}$${\displaystyle k_{\rho }>\omega /c}$

• 熱光起電力エネルギー変換^[22]
• 熱整流^{[23] [24]}
• 局所冷却^[25]
• 熱アシスト磁気記録^{[26] [27]}