När det gällerantenner, frågan som människor är mest bekymrade över är "Hur uppnås egentligen strålning?" Hur fortplantar sig det elektromagnetiska fältet som genereras av signalkällan genom transmissionsledningen och inuti antennen, och slutligen "separeras" från antennen för att bilda en fri rymdvåg.
1. Enkeltrådsstrålning
Låt oss anta att laddningstätheten, uttryckt som qv (Coulomb/m3), är jämnt fördelad i en cirkulär tråd med en tvärsnittsarea på a och en volym på V, som visas i figur 1.
Bild 1
Den totala laddningen Q i volym V rör sig i z-riktningen med en enhetlig hastighet Vz (m/s). Det kan bevisas att strömtätheten Jz på trådens tvärsnitt är:
Jz = qv vz （1）
Om tråden är gjord av en idealisk ledare är strömtätheten Js på trådytan:
Js = qs vz （2）
Där qs är ytladdningstätheten. Om tråden är mycket tunn (helst är radien 0), kan strömmen i tråden uttryckas som:
Iz = ql vz (3)
Där ql (coulomb/meter) är laddningen per längdenhet.
Vi sysslar främst med tunna trådar, och slutsatserna gäller ovanstående tre fall. Om strömmen är tidsvarierande är derivatan av formel (3) med avseende på tid som följer:
（4）
az är laddningsaccelerationen. Om trådlängden är l, kan (4) skrivas på följande sätt:
（5）
Ekvation (5) är det grundläggande förhållandet mellan ström och laddning, och även det grundläggande förhållandet mellan elektromagnetisk strålning. Enkelt uttryckt, för att producera strålning måste det finnas en tidsvarierande ström eller acceleration (eller retardation) av laddningen. Vi brukar nämna ström i tidsharmoniska applikationer, och laddning nämns oftast i transienta applikationer. För att producera laddningsacceleration (eller retardation) måste tråden vara böjd, vikt och diskontinuerlig. När laddningen oscillerar i tidsharmonisk rörelse kommer den också att producera periodisk laddningsacceleration (eller retardation) eller tidsvarierande ström. Därför:
1) Om laddningen inte rör sig blir det ingen ström och ingen strålning.
2) Om laddningen rör sig med konstant hastighet:
a. Om tråden är rak och oändlig i längd finns det ingen strålning.
b. Om tråden är böjd, vikt eller diskontinuerlig, som visas i figur 2, finns det strålning.
3) Om laddningen svänger över tiden kommer laddningen att stråla ut även om tråden är rak.
Figur 2
En kvalitativ förståelse av strålningsmekanismen kan erhållas genom att titta på en pulserande källa ansluten till en öppen ledning som kan jordas genom en belastning i dess öppna ände, som visas i figur 2(d). När tråden initialt aktiveras, sätts laddningarna (fria elektronerna) i tråden i rörelse av de elektriska fältlinjerna som genereras av källan. När laddningarna accelereras vid källänden av tråden och retarderas (negativ acceleration i förhållande till den ursprungliga rörelsen) när de reflekteras vid dess ände, genereras ett strålningsfält vid dess ändar och längs resten av tråden. Accelerationen av laddningarna åstadkommes av en extern kraftkälla som sätter laddningarna i rörelse och producerar det tillhörande strålningsfältet. Inbromsningen av laddningarna vid ändarna av tråden åstadkoms av inre krafter som är associerade med det inducerade fältet, vilket orsakas av ackumulering av koncentrerade laddningar vid ändarna av tråden. De inre krafterna får energi från ackumuleringen av laddning när dess hastighet minskar till noll i ändarna av tråden. Därför är accelerationen av laddningarna på grund av exciteringen av det elektriska fältet och retardationen av laddningarna på grund av diskontinuiteten eller den jämna kurvan för trådimpedansen mekanismerna för generering av elektromagnetisk strålning. Även om både strömtäthet (Jc) och laddningstäthet (qv) är källtermer i Maxwells ekvationer, anses laddning vara en mer fundamental storhet, speciellt för transienta fält. Även om denna förklaring av strålning främst används för transienta tillstånd, kan den också användas för att förklara stationär strålning.
Rekommenderar flera utmärktaantennproduktertillverkad avRFMISO:
RM-TCR406,4
RM-BCA082-4 (0,8-2GHz)
RM-SWA910-22(9-10GHz)
2. Tvåtrådsstrålning
Anslut en spänningskälla till en tvåledarledning ansluten till en antenn, som visas i figur 3(a). Spänning på tvåtrådsledningen genererar ett elektriskt fält mellan ledarna. De elektriska fältlinjerna verkar på de fria elektronerna (lätt separerade från atomer) som är anslutna till varje ledare och tvingar dem att röra sig. Rörelsen av laddningar genererar ström, som i sin tur genererar ett magnetfält.
Figur 3
Vi har accepterat att elektriska fältlinjer börjar med positiva laddningar och slutar med negativa laddningar. Naturligtvis kan de också börja med positiva laddningar och sluta i oändligheten; eller börja i oändligheten och sluta med negativa laddningar; eller bildar slutna slingor som varken börjar eller slutar med några laddningar. Magnetiska fältlinjer bildar alltid slutna slingor runt strömförande ledare eftersom det inte finns några magnetiska laddningar i fysiken. I vissa matematiska formler introduceras ekvivalenta magnetiska laddningar och magnetiska strömmar för att visa dualiteten mellan lösningar som involverar kraft och magnetiska källor.
De elektriska fältlinjerna som dras mellan två ledare hjälper till att visa laddningsfördelningen. Om vi antar att spänningskällan är sinusformad förväntar vi oss att det elektriska fältet mellan ledarna också är sinusformat med en period lika med källans. Den relativa storleken på den elektriska fältstyrkan representeras av tätheten hos de elektriska fältlinjerna, och pilarna indikerar den relativa riktningen (positiv eller negativ). Genereringen av tidsvarierande elektriska och magnetiska fält mellan ledarna bildar en elektromagnetisk våg som fortplantar sig längs transmissionsledningen, som visas i figur 3(a). Den elektromagnetiska vågen kommer in i antennen med laddningen och motsvarande ström. Om vi tar bort en del av antennstrukturen, som visas i figur 3(b), kan en fritt rymdvåg bildas genom att "ansluta" de öppna ändarna av de elektriska fältlinjerna (visas med de streckade linjerna). Den fria rymdvågen är också periodisk, men konstantfaspunkten P0 rör sig utåt med ljusets hastighet och färdas ett avstånd på λ/2 (till P1) på en halv tidsperiod. Nära antennen rör sig konstantfaspunkten P0 snabbare än ljusets hastighet och närmar sig ljusets hastighet vid punkter långt från antennen. Figur 4 visar fördelningen av det elektriska fältet i fritt utrymme för λ∕2-antennen vid t = 0, t/8, t/4 och 3T/8.
Figur 4 Fördelning av elektriskt fält för fritt utrymme för λ∕2-antennen vid t = 0, t/8, t/4 och 3T/8
Det är inte känt hur de styrda vågorna separeras från antennen och så småningom formas för att utbreda sig i fritt utrymme. Vi kan jämföra guidade och fria rymdvågor med vattenvågor, som kan orsakas av att en sten tappats i en lugn vattenmassa eller på andra sätt. När störningen i vattnet börjar genereras vattenvågor och börjar fortplanta sig utåt. Även om störningen upphör, stannar inte vågorna utan fortsätter att fortplanta sig framåt. Om störningen kvarstår genereras ständigt nya vågor, och utbredningen av dessa vågor släpar efter de andra vågorna.
Detsamma gäller för elektromagnetiska vågor som genereras av elektriska störningar. Om den initiala elektriska störningen från källan är av kort varaktighet, fortplantar sig de elektromagnetiska vågorna som genereras inuti transmissionsledningen, går sedan in i antennen och strålar slutligen ut som fria rymdvågor, trots att excitationen inte längre är närvarande (precis som vattenvågorna) och störningen de skapade). Om den elektriska störningen är kontinuerlig, existerar de elektromagnetiska vågorna kontinuerligt och följer tätt bakom dem under fortplantningen, som visas i den bikoniska antennen som visas i figur 5. När elektromagnetiska vågor finns inuti transmissionsledningar och antenner är deras existens relaterad till förekomsten av elektriska laddning inuti ledaren. Men när vågorna utstrålas bildar de en sluten slinga och det finns ingen laddning för att upprätthålla deras existens. Detta leder oss till slutsatsen att:
Excitering av fältet kräver acceleration och retardation av laddningen, men underhåll av fältet kräver inte acceleration och retardation av laddningen.
Bild 5
3. Dipolstrålning
Vi försöker förklara mekanismen genom vilken de elektriska fältlinjerna bryts loss från antennen och bildar fria rymdvågor, och tar dipolantennen som ett exempel. Även om det är en förenklad förklaring, gör den också det möjligt för människor att intuitivt se genereringen av fria rymdvågor. Figur 6(a) visar de elektriska fältlinjerna som genereras mellan dipolens två armar när de elektriska fältlinjerna rör sig utåt med λ∕4 under den första fjärdedelen av cykeln. För detta exempel, låt oss anta att antalet elektriska fältlinjer som bildas är 3. Under nästa fjärdedel av cykeln flyttar de ursprungliga tre elektriska fältlinjerna ytterligare λ∕4 (totalt λ∕2 från startpunkten), och laddningstätheten på ledaren börjar minska. Det kan anses vara bildat genom införandet av motsatta laddningar, som tar bort laddningarna på ledaren i slutet av den första halvan av cykeln. De elektriska fältlinjerna som genereras av de motsatta laddningarna är 3 och rör sig ett avstånd på λ∕4, vilket representeras av de streckade linjerna i figur 6(b).
Slutresultatet är att det finns tre nedåtgående elektriska fältlinjer i det första λ∕4-avståndet och samma antal uppåtriktade elektriska fältlinjer i det andra λ∕4-avståndet. Eftersom det inte finns någon nettoladdning på antennen måste de elektriska fältlinjerna tvingas separera från ledaren och kombineras för att bilda en sluten slinga. Detta visas i figur 6(c). I den andra halvan följs samma fysiska process, men observera att riktningen är motsatt. Därefter upprepas processen och fortsätter i det oändliga, och bildar en elektrisk fältfördelning som liknar figur 4.
Bild 6
För att lära dig mer om antenner, besök:
Posttid: 2024-jun-20
