《電磁波輻射》ppt課件

1、第十章第十章 電磁波輻射電磁波輻射10.1 滯后位滯后位 022221tUcUJtAcA022221012tUcA輻射的根本問題：由知的時變電荷和電流計算恣意點的電磁場。輻射的根本問題：由知的時變電荷和電流計算恣意點的電磁場。 1、達朗貝爾方程的解、達朗貝爾方程的解電場矢量 和磁通密度 可以由動態(tài)電位U 和動態(tài)磁矢位 導(dǎo)出。自在空間中，動態(tài)位滿足非齊次動搖方程EHA并且矢量位 和標(biāo)量位U 之間滿足羅倫茲條件A022UkUJAkA022000UjAABAjUEdRezyxzyxUjkR),(41),(0其復(fù)數(shù)方式表示為關(guān)于動態(tài)電位U 的方程，其解可以寫成如下方式： 此式代表體積 內(nèi)的分布電荷在點

2、P (x,y,z)處產(chǎn)生的電位。R 是電荷元 到點P 的間隔， d )()(zzyyxxR)()(),(41),(41020222dRezyxkdRezyxUkUjkRjkRdRekRezyxjkRjkR220),(41)(111111)(22RjkeReRReReeRReReRejkRjkRjkRjkRjkRjkRjkRjkR1)()()(323ReRRjkeRjkeRRjkRRReRReRRjkjkRjkRjkRjkRjkR證明：將U 的解代入動搖方程左邊，得由于ReRekRjkeReeRkeRkjjkRjkRjkRjkRjkRjkR121222222drrezyxdRezyxUkUjkR

3、jkR)(4),(411),(41020220),(zyx所以dRezyxzyxUjkR),(41),(0因此是動搖方程的解。JAkA022對于方程dRezyxJAjkR),(40利用分別變量方法可以得到其解為 r )(r 圖101 滯后位 x y z S )(rP r R d o 2、滯后位、滯后位jkReRdzyxzyxdU),(41),(0體元 中電荷在 點處產(chǎn)生的電位復(fù)振幅為 d),(zyxP假設(shè)電荷密度的振幅為 ，初相位為 ，那么 處 t 時辰),(0zyx),(zyxP),(41Re),(00tjjkRjeeRdezyxtrdU)cos(4),(00kRtRdzyx00( ,)co

4、s()4x y z dkRtR 因此，P 點處 t 時辰的電位不是 t 時辰的源決議的，而是在此之前 時辰的源電荷所產(chǎn)生。)(kRt )cos(4),(),(00kRtRdzyxJtzyxAdjezyxJJ),(0d假設(shè) 內(nèi)是電流 ，那么它在P 的產(chǎn)生的磁矢位為 可見，場點的位函數(shù)相位滯后于場源的相位。因此dRezyxJAjkR),(40dRezyxzyxUjkR),(41),(0jkRe稱為滯后位。因子 稱為相位因子。BA 00()AEUj Aj Aj 利用滯后位，可以求得輻射問題的電場和磁場10.2 赫芝偶極子輻射赫芝偶極子輻射 圖102 赫芝偶極子 )(tQ )(tQt lId dl 一

5、個很短的直線電流元構(gòu)成最簡單的輻射天線，稱為赫芝偶極子 Re)(tjeItI當(dāng)線元 上有正弦電流 時， l dRe)(tjeQtQl dReIAljkR40RelIdAjkR40l djIlQdP)(線元兩端將出現(xiàn)一對等值異號電荷這就構(gòu)成了電矩矢量 根據(jù)滯后位計算式有所以，赫芝偶極子所產(chǎn)生的滯后磁矢位為 lId A 圖103 赫芝偶極子的磁矢位 y z r A rA x reIdlAAzAjkrzz400sincosAAAAAzzr0sinsin111200rAArrrrrAHrjkrejkrjkrkIdl22)(11sin4思索赫芝偶極子位于坐標(biāo)原點且與z軸同方向的情況矢量磁位 在球坐標(biāo)系里

6、的各分量為A于是對應(yīng)的磁場矢量為利用麥克斯韋第一方程可得電場矢量HjE01Hrrrrrrjsin00sinsin11203220)(1)(1cos24jkrjkrrckIdljkrejkrjkrjkr32)(1)(11sin赫芝偶極子的輻射公式闡明：電磁場矢量不僅與間隔 r 有關(guān)，而且也是極角的函數(shù) 電磁場的表達式包括假設(shè)干項，每項之間相差一個因子(1/jkr) 一、赫芝偶極子的近區(qū)場一、赫芝偶極子的近區(qū)場sin412rIdlH )sincos2 (430rrIdljE)sincos2 (4130rrp1、電磁場矢量、電磁場矢量2、電磁場性質(zhì)、電磁場性質(zhì)在滿足r l 條件下，假設(shè) k r 1，

7、即 的區(qū)域 2/r1 jkrekr/1電磁場表達式中 的高次項起主要作用，而 jIdlp/所以其中時變偶極子的近區(qū)場稱為準(zhǔn)靜態(tài)場或似穩(wěn)場。電場矢量與磁場矢量之間有的 相位差，故闡明近區(qū)電場和磁場的主要能量只是相互轉(zhuǎn)換，而沒有向外輻射。 20ReHES一、赫芝偶極子的遠區(qū)場一、赫芝偶極子的遠區(qū)場1、電磁場矢量、電磁場矢量2、電磁場性質(zhì)、電磁場性質(zhì)jkrerIdljEsin40jkrerjkIdlHsin4當(dāng) ，即 的區(qū)域稱為遠區(qū)。此時，遠區(qū)電磁場的表達式中 的低次項起主要作用，結(jié)果只剩下 的一次項1kr2/rr1r1rHEHES21Re21Re22)()(sin22rIdlr遠區(qū)場只需兩個分量：

8、 和 ，并且相位一樣EH能流密度平均值不為零，闡明遠區(qū)場構(gòu)成電磁場能量沿 方向運動，所以赫芝偶極子的遠區(qū)場稱為輻射場。 r 坡印廷矢量平均值為 球面波 0000120( )EHk00ReRe44ewE EE E00ReRe44HHH H0Re4mH Hwckvp00/1/r 遠區(qū)電磁場運動方向為 ，等相位面為 r=C ，是球面，稱為球面波。 ,EHS同時 三者方向為右旋系統(tǒng)，且 方向上無電磁場分量，所以又稱為橫電磁波或TEM波。 r 波速波阻抗電場和磁場的平均能量密度相等，且能速度等于相速度。 00111ReRe22ReRe22eEEE HSvwE EE EevevwS00011pv 能速度0

9、Re2emwwwE E總能量由于所以三、赫芝偶極子的輻射功率三、赫芝偶極子的輻射功率1、坡印廷矢量平均值、坡印廷矢量平均值 )(2242)(1sin42121RekrrkIdlHES222sin221)(rIdlr有功能流密度是由電磁場分量的一階項引起的，高階項對此無奉獻。 2、平均輻射功率、平均輻射功率 ddrrSPsasin22022220sinsin221)(ddrrrIdlrdIdl032sin2221)(2)(3221Idl 赫芝偶極子把約束在導(dǎo)體周圍的電磁能量轉(zhuǎn)變?yōu)樽栽趥鞑サ碾姶挪ǎ鼧?gòu)成一個根本輻射天線，稱其為元天線。 討論半徑為r的球面上積分 Pa 稱為赫芝偶極子的平均輻射功率

10、。由Pa的計算式可見，同樣尺寸的偶極子，波長越短輻射功率越大。 3、輻射電阻、輻射電阻 aaRIP221222)()(8032dldlRa 輻射電阻是表征天線輻射身手的一個參數(shù)，Ra 越大，一樣電流下輻射的功率越大。記那么4、方向性函數(shù)、方向性函數(shù)max),(),(EEF輻射場表達式中因子 的存在，闡明赫芝偶極子的輻射具有方向性。sin習(xí)慣上常把天線恣意點電場的振幅與經(jīng)過該點的球面上電場最大值之比，稱為歸一化方向性函數(shù)，簡稱方向性函數(shù) z y x y x y E E E (a) (b) (c) 元天線 圖104 赫芝偶極子天線的方向圖 z ( )sinF對于赫茲偶極子方向性函數(shù)為0000000

11、2k 00sinsin42mIdlIdlErr20401223aaPPIdl0230sinsin40210amaPEPrr)mV(03. 010012sin1 . 01030mE由此電場矢量的振幅可寫成 因此 所以 W1 . 0,2,m100aPr將代入上式得 例10.1 知赫芝偶極子的輻射功率 ，假設(shè)與偶極子垂直平面內(nèi)間隔 可視為遠區(qū)場，求此處的電場強度。 m100lmW100aP由平均輻射功率表達式得解：作變換10.3 線天線線天線 1 0 7 對 稱 振 子 輻 射 場 計 算 用 圖 l -l x y z o r R ) (r P z d )(z I )0()(sin)0()(sin)

12、(00zzlkIzzlkIzI天線由理想導(dǎo)體構(gòu)成，兩臂長均為l，中心饋電，導(dǎo)體直徑 2a ，略去由于輻射引起的分布電流畸變，高頻電流沿導(dǎo)線的分布可近似表示為 1、對稱線天線的輻射場、對稱線天線的輻射場jkReRzdzIjEdsin4)(0振子上的正弦電流元 可以看作一個赫芝偶極子。它所產(chǎn)生的遠區(qū)電場復(fù)矢量為zdzI)( 思索到遠區(qū)場條件，用 r 替代R 對于振幅影響可以略去不計，而對相位影響表如今相位因子中，不能忽略，于是 )cos()cos2(2122zrkz rzrkkRllzjkjkrzdezIerjEcos0)(4sin)cos()sin()sin(22cbxbcbxabaedxcbx

13、eaxax)sin()sin(sin40cos0cos00zdzkklezdzkkleerIjElzjklzjkjkrsincos)coscos(20klklerIjjkr所以對稱振子上電流產(chǎn)生的遠區(qū)電場是因此 2、半波振子天線、半波振子天線輻射場 圖 1 0 8 半 波 振 子 的 方 向 圖 z x ), (F 方向性函數(shù)sin)coscos(6020jkrerIjEEHHH,sin)coscos(),(),(2mEEF此時k l =/ 2，帶入線天線電場表達式中得輻射電場 對應(yīng)的磁場矢量為 半波天線的方向性函數(shù)為 當(dāng) 2l =/ 2時，線天線稱作半波振子天線221222022sin)co

14、s(cos60212121Re21RerIEHEHES02220202221220202sin)cos(cos30sinsin)cos(cos6021dIdrrdIPa例10.3 計算半波振子的輻射電阻輻射功率為上式的球面積分 輻射電阻解：半波振子的輻射功率流密度為 22200011cos13030ln2(2 )22axPIdxICix積分得5772. 00228. 0)2(,cos)(0CidtttxCi73,21)73(212020aaaRRIIP式中 為歐拉常數(shù)， 為余弦積分Ci因此，半波振子的輻射功率和輻射電阻分別為10.4 磁偶極子天線的輻射磁偶極子天線的輻射 磁偶極子：一個半徑遠小

15、于波長的電流環(huán)或磁偶極子：一個半徑遠小于波長的電流環(huán)或 口面元電場源的等效?？诿嬖妶鲈吹牡刃А?r R 圖105 磁偶極子的輻射 x y z I o l r )(rP 實踐的磁偶極子：半徑 ， 上面有均勻電流 ，那么atIIcos0l dReIAljkR400)(1 )(rRjkeeeejkrrRjkjkrjkRl dejkRjkrRIAjkrl)1 (1400lljkrl djkRl dIejkr44)1 (0001、磁矢位、磁矢位Rar對于遠場情況 ，那么所以有靜磁偶極子靜磁偶極子= 0一、小電流環(huán)磁偶極子一、小電流環(huán)磁偶極子AH01323)(1)(1cos241jkrjkrremkjj

16、kr32)(1)(11sinjkrjkrjkrHjE0130211sin4()jkrmk ejkrjkr2、電磁場、電磁場jkrerrmjkrA304)1 ()()1 (sin420arejkrrmjkr因此jkrermkHsin41220sin4jkrEmker磁偶極子的遠區(qū)場為 3、輻射功率和輻射電阻、輻射功率和輻射電阻輻射功率 輻射電阻 422160mPa4)(20dRa4、方向性函數(shù)、方向性函數(shù)磁偶極子與電偶極子天線的方向性函數(shù)一樣 磁偶極子與電偶極子天線方向圖亦一樣，但是電磁場的方向互換。( )sinF5、輻射才干、輻射才干尺度相近磁偶極子的輻射才干遠比電偶極子的輻射才干差。 見例1

17、0.2 mEJjH /E /mHHJjEJ二、利用對偶原理分析磁偶極子輻射場 引入虛擬的磁流與磁荷， mmJ將總場分解為電荷、電流產(chǎn)生的場和磁荷、磁流產(chǎn)生的場的疊加emEEEemHHH并分別滿足麥克斯韋方程組eeEjH /eE 0eHeeHJjEmmmEJjH 0mE/mmHmmHjE可以看出兩組方程有如下對偶關(guān)系,eememmEHJHEJ 電偶極子產(chǎn)生的遠區(qū)場磁流代表什么？12()SnHHJ磁偶極子產(chǎn)生的遠區(qū)場jkrerIdljEsin40sin4jkrjIdlHer 0sin4jkrmjI dlHersin4jkrmjI dlEer 對于電流、電荷產(chǎn)生的場，不論在兩種媒質(zhì)或同種媒質(zhì)的分界面

18、兩側(cè)，第一方程的積分方式可以推出邊境條件利用等效原理，令2區(qū)場為零，那么1區(qū)的磁場輻射源可以用界面上的等效面電流密度表示1SnHJ同理，利用前面的對偶關(guān)系，1區(qū)的電場輻射源可以用界面上的等效面磁流密度表示1mSnEJ 對于導(dǎo)體外表的反射面天線，外表處的電場為0，其輻射源僅有外表電流，設(shè)反射面法矢為z方向，磁場為y方向，取面積元dx dy，那么等效電流為x方可以等效為一個沿x軸放置的電偶極子，對反射面積分，得天線總輻射場。向， 對于口徑面天線，口面處的磁場元等效為電偶極子，電場元等效為磁偶極 子()mSmnE dxdyJdxdyI dl ()SnH dxdyJ dxdyI dl對口徑面積分疊加，

19、得天線總輻射場。可見，電偶極子和磁偶極子天線可做為分析一切線、面和口徑天線的根底，故稱之為元天線。10.5 天線的方向性系數(shù)和增益天線的方向性系數(shù)和增益1、方向性增益、方向性增益方向性增益：反映不同天線在某一方向上輻射能量的集中程度。定義式a. 當(dāng)天線與一無方向性天線具有一樣輻射功率時，天線在該方當(dāng)天線與一無方向性天線具有一樣輻射功率時，天線在該方向上的功率密度與無方向性天線在一樣間隔上恣意方向的功向上的功率密度與無方向性天線在一樣間隔上恣意方向的功率密度之比；率密度之比；b. 天線功率密度在全方向的功率平均值之比。天線功率密度在全方向的功率平均值之比。 sddrSrSsin41),D(22s

20、dSS4 22max11Re( , )22ESEHrF ),(),(maxFEEsdFF),(),(4),D(22利用 表示( , )F ( , )D 根據(jù) 的定義式，恣意方向電場幅值為( , )F 坡印廷矢量的時間平均值為所以2、方向性系數(shù)、方向性系數(shù) 場強或功率為最大的方向上的方向性增益稱為天線的方向性系數(shù)，記作D。它是天線的最大方向性增益。 1),(maxF),(4D2dF由于所以daainaaPPPPPDGa3、天線的效率、天線的效率假定天線的總輸入功率為Pin，輻射功率為Pa ，總損耗功率為Pd4、天線增益、天線增益 天線增益：天線最大輻射方向的能流密度與無損耗情況下各方 向的平均能

21、流密度之比。 方向性系數(shù)和增益都是功率與功率之比值，因此，工程上常用dB作為它們的計量單位，即lnG10GdBlnD10DdB和 f0主波瓣寬度主波瓣寬度5、波瓣圖、波瓣圖適用天線的方向圖也稱作波瓣圖。 最大輻射方向相對應(yīng)的波瓣稱為主瓣，其他的稱為旁瓣。 主瓣兩側(cè)輻射功率密度下降到最大輻射功率密度一半的方向間夾角，稱為主波瓣寬度，用 表示，習(xí)慣上也叫3dB寬度。 5 . 02E5 . 02H5 . 02對于微波天線常用 和 來分別表示E 面和H面的波瓣寬度。 10.6 天線陣天線陣 2r 1 圖109 二元天線天線陣軸線 天線1 天線2 d 2 1r cosd P 將許多天線陣元有規(guī)那么地排在

22、一同就構(gòu)成天線陣。 陣元為同一類天線，取向一樣，陣元天線間間隔為d，1、二元天線陣、二元天線陣dr 1dr 212rr 2121,cosrrdjemII12coskd)1 (121jmeEEEE它們與場點間隔分別為 r1 和 r2 。在遠場條件下 ，幅度系數(shù)中令 相位系數(shù)中 令兩天線上電流大小和相位關(guān)系為 天線2的輻射波到達P點時，較天線1的輻射波超前相位 于是，合成電場的復(fù)振幅為 2、N 元天線陣元天線陣 均勻直線天線陣：天線陣各陣元有一樣的取向和等間隔排成一均勻直線天線陣：天線陣各陣元有一樣的取向和等間隔排成一條直線，電流大小相等，相位那么以均勻的比例遞增或遞減。條直線，電流大小相等，相位那么以均勻的比例遞增或遞減。 NEEEE211 )1)21NjjjeeeE設(shè) N 元均勻直線式天線陣陣元之間間隔為d，相位差為 。令 ，那么合成電場復(fù)振幅為 coskd1211