Файл: Семенов Н.А. Техническая электродинамика учеб. пособие для электротехн. ин-тов связи.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 09.04.2024
Просмотров: 200
Скачиваний: 3
где По= (к/ст 02 ZB/(4JX)2 , убывает в непоглощающей среде обратно пропорционально г2. Это легко объяснить тем, что с увеличением расстояния растет площадь сферы 4яг2 , по которой распределяется энергия излучателя. Благодаря относительно медленному умень шению волнового поля возможен радиоприем на весьма значитель ных расстояниях от излучателя. По мере приближения к излуча телю величины волновых компонент поля возрастают.
Несмотря на это, в промежуточной и особенно в ближней зоне они маскируются значительно более сильными реактивными поля ми. Уместно отметитъ, что поскольку ф-лы (7.12) описывают вол новые компоненты поля-, существующие во всех зонах, поток энер гии излучения пронизывает все эти зоны; однако только в дальней зоне он становится преобладающим.
3. Излучаемая энергия распределяется в пространстве неравно мерно, напряженность Ноля зависит от угла ft между осью излуча
теля и заданным |
направлением. |
|
|
|
|
||||
Зависимость |
напряженности |
поля излучателя |
в дальней |
зоне |
|||||
от направления |
(угловых |
сферических |
координат |
ft и ф) при по |
|||||
стоянном |
расстоянии |
от |
излучателя |
(г = const) |
называется |
его |
|||
диаграммой |
направленности: |
|
|
|
|
||||
|
|
f |
(ft, |
ф) = £ ( » , |
Ф) = |
Н(Ъ, Ф) |
|
(7.14) |
|
|
|
|
|
|
Емах |
Нмах |
|
|
|
Из ф-лы (7.12) |
следует, что диаграмма направленности элемен |
||||||||
тарного электрического |
излучателя |
|
|
|
|||||
|
|
|
f |
(ft, |
ф) = f |
(ft) = |
sinft |
|
(7.15) |
не зависит от долготы ф. Максимум излучения лежит в эквато риальной плоскости вибратора (й = 90°); вдоль его оси излучения нет. Диаграмма направ-
ленности, построенная в сферических координа тах, представляет собой тор (рис. 7.5).
Так как напряженно сти полей в разных точ ках сферического фронта волны неодинаковы, из лучаемая волна неодно родна. Однако, поскольку амплитудные, фазовые и
пространственные соотношения между векторами в каждой точке поля сферической неоднородной и плоской однородной волн оди наковы, поля этих волн неотличимы в пределах любого объема с малыми линейными размерами /<Сг (лежащего не очень близко к оси z). Поэтому на большом расстоянии от источника сферичес кую волну можно рассматривать как плоскую.
5* |
131 |
МОЩНОСТЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ЭЛЕМЕНТАРНОГО ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ИЗЛУЧАТЕЛЯ
Зная среднюю величину вектора Пойнтинга (7.13), рассчитаем мощность Рх , излучаемую электрическим вибратором, проинтегри ровав П по сфере произвольного радиуса г^>Х (считаем ка = 0). Так как элементарная площадка на поверхности сферы dS = ^=rzs'm$dftd<p, мощность излучения
P z = ( p r U S = j |
J (n0 /r2 )sin2 Or2 sinT}dr}d(jp. |
|
Sr |
0 |
0 |
Подынтегральное выражение не зависит от азимутального угла Ф, я интегрирование по нему дает 2я. Интегрирование по поляр ному углу f> приводит к следующему результату:
I" sm3ftdft |
= j (1 — cos2 fl)dcosf} = |
cos^a —C Q s ^ j |
= _ £ |
в |
о |
3 |
0 |
Отсюда находим мощность излучения элементарного электри ческого вибратора
Коэффициент пропорциональности между квадратом эффектив ной величины тока и мощностью излучения называется в теории
антенн |
сопротивлением |
излучения |
ii?s . |
Очевидно, |
справедливо |
ра |
венство |
P s =</?2 / 2 Т . Величина R^ |
при |
излучении |
в свободное |
про |
|
странство с Z B 0 = l l 2 0 x |
как следует |
из ф-лы (7.16): |
|
|
|
*-т"Чт)' = 7 М (т/. |
< 7 Л 7 ) |
|
Сопротивление излучения определяет мощность, |
излучаемую |
||
вибратором |
в свободное |
пространство. Чем больше R%, |
тем боль |
ше величина |
излучаемой |
мощности при том ж е значении тока. Дл я |
элементарного вибратора (пока /<СЯ) сопротивление излучения пропорционально квадрату отношения длины вибратора к длине волны, т. е. быстро возрастает с увеличением частоты.
7.3. Принцип перестановочной двойственности
УРАВНЕНИЯ МАКСВЕЛЛА В СИММЕТРИЧНОЙ ЗАПИСИ
Решение некоторых задач электродинамики можно существенно упростить, если ввести в систему уравнений Максвелла сторонние магнитные токи Лет и заряды рст . Согласно всем известным экспериментальным результатам, магнитные заряды реально не существуют и. с физической точки зрения являются фиктивными
ш
величинами. Однако их существование в теории оправдано по сле дующим причинам: замкнутые электрические токи, переменные и постоянные, а также постоянные магниты можно заменить экви валентными им линейными магнитными токами и 'Сосредоточенны ми магнитными зарядами; в систему уравнений Максвелла вво дятся слагаемые, недостающие до ее полной симметрии относи тельно электрических и магнитных величин. Например, в первом уравнении системы (3.11) ротор напряженности магнитного поля равен сумме плотностей электрических токов смещения, проводи мости и стороннего. Уместно поэтому ротор напряженности элект рического поля во втором ур-нии (3.11) приравнять (с обратным знаком) аналогичной сумме плотностей «магнитного тока смеще ния» ко В, магнитного тока проводимости и стороннего магнитного тока [в ур-ниях (3.11) имеется только первое из этих слагаемых]. При введении объемной плотности магнитных зарядов в четвертое ур-ние (3.11) оно становится симметричным с третьим.
С указанными дополнениями уравнения Максвелла являются попарно симметричными; запишем их в форме, аналогичной (3.13):
rot Н = |
і та Ё + І е т |
ч |
rot Е = |
— і (оцоН— J"T |
(7 18) |
Tf l divE |
= pC T |
|
jTa divH = рст
Математическая законченность уравнений Максвелла в сим метричной форме столь привлекательна, что до сих пор не остав лены попытки обнаружить в природе существование магнитных зарядов.
Магнитные токи и заряды в этих соотношениях, как и электри ческие, связаны уравнениями непрерывности, аналогичными ф-ле (3.12), которые являются прямым следствием ф-л (7.18).
ИНВАРИАНТНОСТЬ УРАВНЕНИЙ К ЗАМЕНАМ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ И МАГНИТНЫХ ВЕЛИЧИН
Покажем, что в каждом из ур-ний (7.18) можно заменить все электрические величины магнитными, а магнитные — электрически ми при соблюдении определенных правил знаков, не изменив при этом системы уравнений Максвелла; уравнения лишь поменяются местами в парах. Заменим всюду вектор Ё на Н. Будем следить за тем, чтобы при заменах направление потока электромагнитной
энергии, определяемое вектором Пойнтинга П = Е Х Н , остазалось неизменным. Как видно из рис. 7.6, для этого следует заменить
Н на —Ё.
Таким образом, второе ур-ние (7.18) перейдет в первое, если заменить также \іа на е а и J" T на — J C T . Аналогично из первого ур-ния (7.18) получается второе при замене е 0 на ц.а и JC T на J"T • Подобные правила для зарядов следуют из третьего и четвертого ур-ний (7.18). Сведем вместе полученные правила замен:
|
Ё ^ Н ; |
|
J - *J M ; |
|
р ^ р м ; |
|
^ £ |
1 |
|
|
( ? ; l g ) |
||||
|
Н -* — Ё; |
J м |
—>• — J j |
р м - + - р ; |
Z B ^ |
1/ZB j ' |
|
|
|
||||||
Принцип перестановочной |
двойственности |
уравнений |
Максвел |
||||||||||||
ла заключается в их инвариантности |
к |
заменам |
(7,19). |
Отсюда |
|||||||||||
следует, что электромагнитные |
поля, |
созданные |
некоторым |
распре |
|||||||||||
делением |
сторонних электрических |
токов JC T и таким |
же |
простран |
|||||||||||
ственным |
распределением |
сторонних |
магнитных токов JCT , |
анало |
|||||||||||
гичны. Зная решение |
одной из задач, можно |
найти |
решение |
дру |
|||||||||||
|
|
|
|
|
гой |
простой |
|
заменой |
по |
(7.19). |
|||||
а) |
Ф |
|
и |
|
Взаимная |
замена |
\ia |
и |
е а |
в |
ф-ле |
||||
|
Е |
*" |
|
(3.33) |
для волнового |
сопротивления |
|||||||||
|
|
|
|
среды |
Z B |
приводит |
к |
тому, |
что оно |
||||||
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
^ |
|
|
меняется |
на обратную величину |
1/ZB. |
||||||||
Kfi |
|
|
|
|
Принцип |
перестановочной |
двой- |
||||||||
|
|
|
|
ственности, сформулированный ш е р - |
|||||||||||
|
|
|
|
|
вые |
А. А. Пистолькорсом, |
приме |
||||||||
рив 75 |
|
|
|
|
няется, как правило, при рассмот |
||||||||||
|
|
|
|
|
рении полей в безграничном прост |
||||||||||
ранстве. Замены (7.19) сохраняют |
справедливость |
условий |
на бес |
конечности [ф-ла (4.37) или (4.38)]. Сложнее обстоит дело с огра ниченными областями, так как принцип двойственности применим лишь в тех случаях, когда перестановкам (7.19) отвечают также измененные граничные условия. Однако, если еще можно считать, что диэлектрику соответствует магнетик, аналога электрического проводника в виде «магнитного проводника» не существует.
Одним из следствий принципа двойственности является отме ченная в 5.5 аналогия задач электростатики й магнитостатики.
7.4. Элементарный магнитный излучатель
Рассмотрим поле, создаваемое элементом магнитного тока /с" длиной I. Как и їв 7.2, длина и поперечные размеры элемента тока считаются весьма малыми по сравнению с длиной волны.
Данная задача отличается от задачи об элементарном электри ческом излучателе только тем, что вместо электрического тока здесь действует магнитный. Геометрия излучателей осталась неиз менной, граничные поверхности в пространстве отсутствуют. Сле довательно, решения этих двух задач связаны принципом двойст венности, и соотношения для элементарного магнитного вибратора можно получить из формул для электрического вибратора простой заменой величин согласно (7.19).
134
Выпишем вначале выражения для составляющих электромаг-. литного иол я в общем случае на произвольном (расстоянии от магнитного вибратора. Из ф-л (7.9) и (7.10) с помощью принципа двойственности получаем
Н(г, Ф) = |
к2 /» і |
1 |
|
1 |
1 ^ sin.T> |
|
|
4я ZB |
|
|
(/с/-)2 |
(кг)3 |
|
+ |
2 [(кгкг)2 |
(кг)1 |
8 j cos -& і |
|
(7.20) |
|
Ё (г, Ф) = |
— |
• |
1 |
1 |
SHlft е |
|
к г |
2 |
|
||||
|
4я |
[ к г |
' (/cr)J |
|
|
|
Свойства поля магнитного вибратора |
в ближней зоне |
во многом |
||||
аналогичны свойствам ближнего |
поля |
электрического |
вибратора. |
Однако в этом случае выражение для магнитного, а не электриче ского поля содержит слагаемые порядка 1/(/сг)3, поэтому вблизи
вибратора |
магнитное |
поле преобладает |
над |
электрическим |
(wM^w3). |
По структуре |
ближнее магнитное поле аналогично маг- |
||
нитостатическому полю |
постоянного магнита |
или |
витка с током |
(см. задачу 5Л1); обе эти системы являются магнитными диполя ми. Линии электрического поля образуют систему, окружностей с центрами на оси г; электростатические системы с подобным полем
не существуют. |
|
|
|
электромагнитного поля в |
дальней |
||||||
Запишем |
выражения |
для |
|||||||||
зоне, заменив к |
на \k и |
сохранив |
только |
те |
слагаемые, |
которые |
|||||
пропорциональны |
l/kr: |
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
Е (г, |
т» = |
— і ft/"4я г / |
sini |
|
|
|
|
(7.21) |
||
|
|
|
|
ft/" |
I |
— к г |
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
H(r, |
Ф)=і 4я rZ„ sin ft Є |
|
Єл |
|
|
|
||||
Сравним |
(7.21) |
с |
формулами |
для |
поля |
излучения в |
|||||
волновой |
зоне |
элементарного |
электрического |
излучателя |
(7.12). Фазы и амплитуды составляющих поля в зависимости от расстояния г в обоих случаях изменяются одинаково. Одинаковы также зависимости напряженности полей Е и Н от направления —
диаграммы, |
направленности f (•0, <p)=sin ф (рис. 7.5). Теперь осью |
диаграммы |
является направление магнитного тока (точно так же, |
как ранее — направление электрического тока), вдоль оси маг нитного вибратора излучение отсутствует, а в перпендикулярной к ней плоскости оно максимально. Таким образом, оба элементар ных вибратора (электрический и магнитный) создают поля, оди наково распределенные в пространстве.
Единственным отличием поля магнитного вибратора в дальней зоне от поля электрического является другая ориентация его век торов относительно оси вибратора. У электрического вибратора