sazonov_d_m__antenny_i_ustroistva_svch_1 988 (561328), страница 88
Текст из файла (страница 88)
ПВ Элементарный голог~афическнх н РадиогологРафических у«тупо««- диполь вах. частности, принцип эквивалентных источников положен в основу бурно разеииающегося метода восстановления ДН антенн по измеренным распределениям таигеицнальных иомлонентов ближних электромагнитных полей яа подходящей поверхности (плоскоА, циляидрической нлн сферической). Успех применения принципа эквивалентных источников в теоретических расчетах определяется возможностями нахождения распределений эквивалентных поверхностных токов на подходящих поверхностях, охватывающих реальные излучатели.
Как правило, строгий расчет этих распределеннА оказывается слишком трудоемким, н это вынуждает прибегать к различным аппроксимациям распределений эквивалентных источников, обычно на основе представлений геометрической нли физической оптики, а также на основе физических предположений о поведении ближнего поля при известной конструкции излучателя. Излученме элементарных днполей. Элементарными источниками электромагнитного поля являются днполя — короткие (1цХ) элементы равномерных электрических 1' или магнитных 1" токов.
В силу линейности уравнений Максвелла электромагнитное поле любоА излучающей системы всегда, может быть представлено в виде суперпозиция полей элементарных днполей. Прн расположении диполя в начале сферической системы координат с ориентацией тока вдоль осн з (рнс. П.з) строгие выраження для электромагнитного поля днполей в безграничном свободном пространстве имеют такоА внд: )!'1 . Г 1 абсурд Н вЂ” г в!ой [1 2Х ч ( 1Я ) 11 ~(,а(ой[1- ~ — — ~-(„созй[ — + —,)'— (П.
12а) для злектрическоао диполя; г1и1 г 13 е 11я Е= 2)г е ь р)г! 1 в(пй [1 — — ~ Й= — !1 ып 611 — — — — )! — ! созОЛ! — + — )1!— 2Р Л ! г ( 0Р (0/!)т~ и ) 0!! (0П)гЦ (П. 12б) Элл магнитного дило»я, где 1, 1 — единичные орты сферической системы координат (к, 8, ~р); 0=ы(р»е»! о'=2и/Л; 2»=(рг/гч)и» 120я Ои. Для дальней зоны ~ИЪ ! в формулах (П.12) сохраняются только те слагаемые, которые убывают обратно пропорционально первой степени расстопння р.
Радиальные составляющие полей в дальней зоне отсутствуют, а составляющие по координатам 8 и ф оказываются в фазе н обусловливают единственную вещественную радиальную составляющую вектора Пойнтинга. Радиальная составляющее вектора Пойитннга зависит от угла наблюдения поля 8 по закону з1п» 0 — это ДН днпольного источника по мощности.
Интегрирование вектора Пойнтннга по поверхности произвольной сферы в дальней зоне позволяет вычислить мощность излучения р» — это так иаэывг емый метод вектора Пойлтилга. В теории антенн принято выражать излучаеиы" мощности через специально вводимые коэффициенты: сопротивление излучения Йз к проводимость излучении бг. Длн элементарных диполей сопротивление излучения (Ом) н проводимость излучения (Си) вводятся с помощью определений ;=0,3!)»!г П„РУ=о,б!)и)гаг и окгэываются равными: д» = Х (2я/3) (!/Л)з = 80пг(!/Л)г для электрического дииоля. (П.13а) Оиз=[2и/(ЗЕ )) (!/Л)г=П»э/2У длЯ магнитного даполЯ.
(П.136) Сопротивление (илн проводимость) излучения антенны важна в сопоставлении с сопротивлением омическнх потерь Я „, определяющим мощность Р идущую не бесполезный нагрев антенны излучающими токами. Например, для электрического днполя мощность омических потерь можно оценять по формуле Р „=Щг»!»К„».. в которой сопротивление потерь !! =М выражается через погонное сопротивление !1, проводника диполя, вычисляемое на высокой частоте с помощью теории скин-эффекта. Если ввести КПД днполя с помощью.соотношения Рз . Пз 1/Л (П. 14) Рз + Ргт ггг + П»ег !/Л + ЗПгЛ/(2иЕ») то видно, что при фнкснровенном омическом сопротивлении, приходящемся иа одну длину волны, увеличение КПД возможно только прн удлинении диполя, Если те длила дило»я, выполненного иэ реального проводника, умекьшаегся„ го .»(ПД стремится к нулю.
Подобная тенденция снижения КПД йри уменьшении электрического размере свойственна всем реальным излучателям малых электрических размеров. Излучение рамок. Кзк уже отмечалось, магнитные токи являются фнктивны.мн. Однако установлено, что с точки зрения поведения электромагнитного поля ма некотором удалении рамочная антеяна много меньших длины волны размеров .ведет себя подобно мзгнитному диполю. Эквивалентный магнитный момент!и! мглой одновнтковой рамки произвольной формы с площадью 3, обтекаемой выеокочастотным электрическим током с постоянной амплитудой гр', оказывается равным )и! = /)~2~03. (П.!5) Использование этого соотношения позволяет находить электромагщггные поля рамок на некотором отдалении от ннх с помощью формул (ПЛ2б). С помощью формул (П.13) н (ПЛ5) можно найти сопротивление излучения (Ом) одновитковой рамки )аээ =ОяаЛ,Яв/(ЗИа) =32(ИтаЛа/Ха.
Если рамка выполняется из нескольких витков и, то ее сопротивление излучения, отнесенное к току одного витка, т. е. к входному току, воэрастаег в яв раз. По аналогии с электрической рамкой можно ввести понятие элементарной рамки мпэяитново тока. Пользуясь принципом перестаиовочиой двойственности (П.й). можно установнтьь что такая рамка эквивалентна электрическому диполю с ыоментом 1а1 — 11р"))3/2„где 1р" — равномерный магнитный ток, обтекающий рамку; 5 — площадь рамки; Е, = «гвээтнэкн 1аа/еа) ыв. Х1 'в '(а1 1 эта~я зеркальных иэображений. Пусть эле.
ментарные источники поля расположены иад И идеально проводящей бесконечной тонкой ме1г ~ таллической плоскостью нэ некоторой высоте И (рнс. ПА). Под влиянием электромагнитного И поля источников на плоскости наводятся поверхностные электрические токи. Этн токи. нвэ5рэягнаэ а создают в верхнем и нижнем полупростраистп) вах вторичные поля, которые симметричны от- И 1"1 носительно плоскости. Идеальная плоскость эк— а раинруег нижнее полупространство, н распределение наводимых токов будет таким, при котором вторичное поле в любой точке нижнего полупростраиства равно по амплитуде и про- И тивоположно па фазе первичному полю, соэдз- 1 ваемому нсточникамн в этом полупространстве. э) Согласно методу зеркального иэображения, вторичное поле в верхнем полупросгранстве не изменится„ если удалить проводящую плоскость и в зеркальной точке поместить источник с током, равным по амплитуде току в истинном источнике н имеющим направление, прн котором касательная составляющая суммарного электрического поля на поверхности плоскости равна палю.
Для горизонтального электрического внбратора и веРтякальиого магнитного вибратора ток в зеркальном изображении должен иметь направление, противоположное направлению тока в истинном источнике (Рнс. П.4, и). Для вертикального электрического внбратора и горизонтального магнитного внбратора ток в зеркальном изображении должен иметь то же направление, что н в источнике (рнс. П.4, б). Прн высоте источника над плоскостью И, равной нулю, первичные и вторичные поля горнэонтальяого электрического внбратора н вертикального магиитиогаь внбратора становятся разними между собой по амплнтуде н противоположными по знаку. суммарное иоле становится равным нулю и излучение исчезает.
НаобоРот, в случае вертикального электрического внбратора н горизонтального магнитного вибратора первичные н вторичные поля прн И=0 становятся равными между с~бой по амплитуде и знаку, так что суммарное поле удваивается относительно поля того же источника в свободном прсстранстве. Что касается сопротивления и проводимости излучения источников, то прн И=О в первом случае они становятся равнымн нулю, а во втором — удваиваются.
удвоение сопротивлении н проводимости излучения связано с тем, что плотность излучаемой мощности в каждой точке пространства учетверяется, но мощность излучается только в верхнее полупростраиство. йлементариая щелевая антенна. Горизонтальный магнитный диполь, расположенимй на поверхности идеально проводящей плоскости, ведет себя практически так же, как излучающая щель, прорезанная в проводящем экране. Магнитный ток горизонтального днполя есть не что иное, как разность потенциалов (напряжение) между краями щели.
Отношение мощности, излучаемой щелью, к квадрату эффективного значения напрявкения в щели определяет проводимость Рис. П.4. Направления токов в зеркальных изображениях излучения элементарной щелевой антенны. Очевидно, что эта проводимость может быть определена по формуле (П.!Зб) с добавочным коэффицентом двэ. Источник Гюйгеиса. Этот излучатель представляет собой эквивалентный источник, заменяющий элемент фронта плоской электромагнитной волны, распространяющейся в свобопиом пространстве. Предположим, что волна движется вдоль оси и, а элемент расположен в начале сферической системы координат и характеризуется размерами даду.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
