А.С. Белокопытов, К.С. Ржевкин, А.А. Белов, А.С. Логгинов, Ю.И. Кузнецов, И.В. Иванов - Основы радиофизики (1119801), страница 58

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 58)

При таком подходе отрезки линий представляют импедансами, эти импедансы соединяют в сложные цепи эквивалентных схем, а затем эти цепи анализируют с привлечением уравнений Кирхгофа. Естественно, не все проблемы, связанные с процессами в распределенных системах, можно решить, применяя подобную методику, однако плодотворность импедансного подхода в инженерной практике значительна.

Полученные выводы важны и в том смысле, что они позволяют найти предел высокочастотных ограничений в сложных быстродействующих системах обработки информации. Применение в этих системах наносекундных и более коротких импульсов со 214 Глава 9. Раси еделениые системы спектрами, простирающимися в гигагерцовую и более высокочастотную области, требует весьма осторожного подхода к проектированию соединительных цепей. Так, короткие соединительные проводники на высоких частотах начинают работать как распределенные элементы. Их реактивные импедансы, способность трансформировать импедансы (например, превращать короткое замыкание в бесконечно большой импеданс в отрезке четвертьволновой длины) могут привести к полному нарушению работы проектируемых систем. 9.2.

Полые металлические волноводы Линии передачи с ТЕМ-волнами применяются в относительно низкочастотных диапазонах. Зто особенно относится к открытым линиям. Так, практический частотный предел для двухпроводных линий лежит в области сотни мегагерц. Возможность паразитных взаимодействий с другими линиями, расположенными поблизости, излучение в пространство за счет рассеяния на неоднородностях, незащищенность от внешних электромагнитных полей — таковы физические и технические ограничения.

Более благоприятны для высокочастотных применений коаксиальные кабели. Наличие пластичных диэлектриков с малыми потерями, высокая однородность этих материалов позволили создать коаксиальные кабели для работы на частотах от нуля до десятков гигагерц. То обстоятельство, что диапазон применения коаксиального кабеля с ТЕМ- волной не имеет низкочастотной границы, делает эти линии передачи незаменимыми во многих практических приложениях.

Однако и коаксиальные кабели не универсальны. Их относительно высокое затухание, связанное как с поглощением в диэлектрике, так и с омическнми потерями в проводниках, достигает единиц дБ/м, что оказывается неприемлемым для многих применений. Относительно невелики и предельные значения мошности передаваемых по коаксиальному кабелю сигналов. Предел устанавливают не столько явления пробоя диэлектрика, разделяюшего проводники коаксиальной структуры, сколько пробойные явления в разного рода соединительных элементах, присутствуюших во всех практических устройствах. Все перечисленные обстоятельства привели к созданию класса направляющих структур, какими являются полые металлические волноводы.

Волноводная техника получила бурное развитие в связи с решением проблем радиолокации. Волны сантиметрового диапазона, используемые в радиолокации, в системах космической связи, радиоастрономии и в других областях радиофизики, потребовали создания замкнутого комплекса генерирующих, передающих, направляющих, излучающих и приемных систем, работающих с применением полых волноводов. Полые металлические волноводы, или просто волноводы — это однородные металлические трубы прямоугольного, круглого и других сечений, выполненные из хорошо проводящих металлов или сплавов, полированные по внутренним поверхностям, иногда серебреные или золоченые изнутри.

В последнее время в волноводную технику внедряются и сверхпроводники. Обшим свойством волноводов всех типов является невозможность возбуждения в волноводе электромагнитных волн на частотах, лежащих ниже некоторого предела. Зтот предел определяет геометрический размер поперечного сечения валновода. Для всех типов волноводов характерно наличие бесконечного (счетного) множества структур электромагнитного поля — мод, илн типов волн. Каждая мода может быть возбуждена независимо и кюкдая распространяется со своей фазовой и групповой скоростью. Наконец, все типы колебаний и волн в волноводах характеризуются дисперсией: скорость распространения всех мод зависит от частоты. Обратимся к прямоугольному волноводу и построим структуру полей той моды, которая обычно наывается основной.

Расположим оси координат так, что ось г будет "продольной". В направлении осн Я структура волны будет распространяться как единое'целое. Представим себе,' что волновод последовательно образуется следующим 9.2. Полые металлические волноводы Е,(х) = Е~о яп — х, (9.18) где п = 1, 2, 3, ... Этой структуре отвечает распределение компоненты магнитного поля Н„: Н,(х) = Н„", з!и — х. ( ) ик а (9.19) Поскольку силовые линии магнитного поля в соответствии с законом электромагнитной индукции должны охватывать линии меняющегося по времени потока электрической индукции 22„= аЕ„, единственным Ряс.

9.5. К построению структураспределением для продольной компоненты магнит- рыэлектромагнитного поляводны ного поля явится Не прямоугольного волновода Н,(х) = Н,", соа — х. ( ) а (9.20) Линии магнитного и электрического поля рассматриваемой структуры с п = 1 изображены на рис. 9.7. Отметим то обстоятельство, что волна построенной нами структуры, равно как и все другие типы подобных волн с индексами и = 2, 3, ..., имеют магнитную продольную компоненту. Волны этой группы обозначаются символом Н или ТЕ (поперечные электрические).

Обозначение имеет и численные индексы. Так как компонента Е„вдоль оси .у не меняется, а вдоль оси х имеет лишь одну полуволну (л = 1), обозначение этой волны Не. Волны того же типа, не имеющие вариации электрического поля Е Рис. 9.6. К 'выводу дисперсионного уравнения ддя волны Не прямоугольного водновода „вдоль У и имеющие большее число' образом (рис. 9.5). Сначала в пространстве помешают две параллельные бесконечно протяженные плоскости, параллельные плоскости хд и удаленные друг от друга на расстояние Ь. Затем между этими плоскостями возводят две плоские стенки, параллельные друг другу и перпендикулярные первой паре плоскостей.

Стенки параллельны плоскости уд, расстояние между ними а. До того как будут поставлены боковые стенки, возбудим в пространстве между первой парой плоскостей плоскую электромагнитную волну. Пусть ее поляризация такова, что вектор электрического поля имеет лишь компоненту Е„. Наличие идеально проводящих плоскостей не будет влиять на структуру исходной волны, так как тангенциальная составляющая ее электрического поля на плоскостях равна нулю. Направление распространения плоской волны и ее волновой вектор у, параллельны плоскости ха и образуют угол () с осью Ох.

Теперь встроим боковые стенки, образовав тем самым короб прямоугольного сечения. Ситуация резко изменится. Волна теперь должна отражаться от боковых стенок, так как зти стенки расположены параллельно полю Е„плоской волны. Отражение, естественно, будет происходить с потерей полуволны. Лучи исходной плоской волны испытывают зеркальное отражение, как это изображено на рис. 9.б. В результате непрерывного отражения исходной волны, занимающей все внутреннее пространство волновода„образуется некая стационарная структура поля, бегущая вдоль его оси.

Эта структура в проекции на плоскость поперечного сечения волновода представляет собой известную стоячую волну. В данном случае это стоячая волна вектора Е„, формирующаяся между двумя боковыми стенками, отстоящими друг от друга на расстояние а. Закон распределения вектора Е„ по оси х имеет вид 21Е Глава 9. Раап еделенные системы полуволн Е„ вдоль оси ж, обозначаются Ньо НЗ0 и т. д, Структура волны Н„ изображена на рис. 9.8. Помимо волн описанной группы в прямоугольном волноводе могут распространяться и иные волны магнитного типа„компонента поля Е„которых отлична от нуля и имеет синусоидальные изменения по оси У: (9,21) Е,(в) Е., мп у.

Ь Если при этом Е„= О, то это уже рассмотренные типы волн, ориентированные по отношению к волнам Н„, ортогонально. Их можно обозначить символом Н,„(соответственно ТЕо.) Рис. 9.7. Структура электромагнитного поля волны Нн в прямоугольном аолноволе Ряс.

9.8. Структура электромагнитного поля волны Нн в прямоугольном волноволе Рассмотрим теперь структуру волны Нго Картина распределения электрического поля этой волны изображена на рис. 9.9. Магнитное поле охватывает "пучки" электрических силовых линий и имеет все три пространственные компоненты Н„Н„н Н,. Для построения структуры любой волны типа Н „следует разбить плошадь поперечного сечения волновода на тп прямоугольников и в каждом из них построить структуру типа Нго Пример такого построения для волны Н„дан на том же рис. 9.9. Обратимся к исследованию дисперсионных свойств волн в волноводах.

Для этого запишем очевидную из рис. 9,6 связь между волновыми векторами трех взаимосвязанных процессов распространения фаз колебаний электромагнитного поля. Исходную плоскую волну характеризуРис. 9.9. ЭлектРические поля волн Нц и Нн в ет волновой вектор у„ распространение прямоугольном волноволе структуры волны Н„ вдоль оси волновода — волновой вектор 7. Величина вектора у., характеризующая распределение поля в поперечном сечении ау, с учетом граничных условий равна у, = — "".

В результате получаем (9.22) 9.2. Полые металлические волноводы Это одно из основных соотношений теории волноводов. Оно определяет закон дисперсии, давая зависимость фазовой и групповой скоростей волн от частоты. В переменных ы и 7 дисперсионная кривая для волн Н„ выглядит так, как показано на рис. 9.10, Кривая имеет асимпто- оЧ1) тУ 7 = 7о = м/ео, ЯвлающУюсЯ диспеРсионной зависимостью для плоской волны в изотропном однородном про- «,р> Р странстве. Дисперсионная кривая волны Н„лежит выше некоторого уровня ы = ы„,. Критической частоте соответствует обращение в нуль постоянной распространения у.

Характеристики

Список файлов книги