Når det gjelderantenner, spørsmålet som folk er mest bekymret for er "Hvordan oppnås egentlig stråling?" Hvordan forplanter det elektromagnetiske feltet som genereres av signalkilden seg gjennom overføringslinjen og inne i antennen, og til slutt "separeres" fra antennen for å danne en ledig rombølge.
1. Enkeltrådsstråling
La oss anta at ladningstettheten, uttrykt som qv (Coulomb/m3), er jevnt fordelt i en sirkulær ledning med et tverrsnittsareal på a og et volum på V, som vist i figur 1.
Figur 1
Den totale ladningen Q i volum V beveger seg i z-retningen med en jevn hastighet Vz (m/s). Det kan bevises at strømtettheten Jz på tverrsnittet av ledningen er:
Jz = qv vz （1）
Hvis ledningen er laget av en ideell leder, er strømtettheten Js på ledningsoverflaten:
Js = qs vz （2）
Hvor qs er overflateladningstettheten. Hvis ledningen er veldig tynn (ideelt sett er radius 0), kan strømmen i ledningen uttrykkes som:
Iz = ql vz (3)
Hvor ql (coulomb/meter) er ladningen per lengdeenhet.
Vi er hovedsakelig opptatt av tynne ledninger, og konklusjonene gjelder de tre ovennevnte tilfellene. Hvis strømmen er tidsvarierende, er den deriverte av formel (3) med hensyn til tid som følger:
（4）
az er ladningsakselerasjonen. Hvis ledningslengden er l, kan (4) skrives som følger:
（5）
Ligning (5) er det grunnleggende forholdet mellom strøm og ladning, og også det grunnleggende forholdet til elektromagnetisk stråling. Enkelt sagt, for å produsere stråling, må det være en tidsvarierende strøm eller akselerasjon (eller retardasjon) av ladningen. Vi nevner vanligvis strøm i tidsharmoniske applikasjoner, og ladning nevnes oftest i transient applikasjoner. For å produsere ladningsakselerasjon (eller retardasjon), må ledningen være bøyd, foldet og diskontinuerlig. Når ladningen oscillerer i tidsharmonisk bevegelse, vil den også produsere periodisk ladningsakselerasjon (eller retardasjon) eller tidsvarierende strøm. Derfor:
1) Hvis ladningen ikke beveger seg, vil det ikke være strøm og ingen stråling.
2) Hvis ladningen beveger seg med konstant hastighet:
en. Hvis ledningen er rett og uendelig i lengde, er det ingen stråling.
b. Hvis ledningen er bøyd, foldet eller diskontinuerlig, som vist i figur 2, er det stråling.
3) Hvis ladningen svinger over tid, vil ladningen stråle selv om ledningen er rett.
Figur 2
En kvalitativ forståelse av strålingsmekanismen kan oppnås ved å se på en pulserende kilde koblet til en åpen ledning som kan jordes gjennom en last i dens åpne ende, som vist i figur 2(d). Når ledningen først er energisert, settes ladningene (frie elektroner) i ledningen i bevegelse av de elektriske feltlinjene som genereres av kilden. Ettersom ladningene akselereres ved kildeenden av ledningen og bremses (negativ akselerasjon i forhold til den opprinnelige bevegelsen) når de reflekteres i enden, genereres et strålingsfelt i endene og langs resten av ledningen. Akselerasjonen av ladningene oppnås av en ekstern kraftkilde som setter ladningene i bevegelse og produserer det tilhørende strålingsfeltet. Nedbremsingen av ladningene ved endene av ledningen oppnås av indre krefter assosiert med det induserte feltet, som er forårsaket av akkumulering av konsentrerte ladninger ved endene av ledningen. De indre kreftene får energi fra akkumulering av ladning når hastigheten avtar til null ved endene av ledningen. Derfor er akselerasjonen av ladningene på grunn av det elektriske felteksitasjonen og retardasjonen av ladningene på grunn av diskontinuiteten eller den jevne kurven til ledningsimpedansen mekanismene for generering av elektromagnetisk stråling. Selv om både strømtetthet (Jc) og ladningstetthet (qv) er kildeledd i Maxwells ligninger, anses ladning å være en mer grunnleggende størrelse, spesielt for transiente felt. Selv om denne forklaringen av stråling hovedsakelig brukes for forbigående tilstander, kan den også brukes til å forklare steady-state stråling.
Anbefaler flere utmerketantenne produkterprodusert avRFMISO:
RM-TCR406,4
RM-BCA082-4 (0,8–2 GHz)
RM-SWA910-22(9-10GHz)
2. To-tråds stråling
Koble en spenningskilde til en to-leder overføringslinje koblet til en antenne, som vist i figur 3(a). Påføring av spenning til to-trådslinjen genererer et elektrisk felt mellom lederne. De elektriske feltlinjene virker på de frie elektronene (lett adskilt fra atomer) koblet til hver leder og tvinger dem til å bevege seg. Bevegelsen av ladninger genererer strøm, som igjen genererer et magnetfelt.
Figur 3
Vi har akseptert at elektriske feltlinjer starter med positive ladninger og slutter med negative ladninger. De kan selvfølgelig også starte med positive ladninger og ende i det uendelige; eller start i det uendelige og slutt med negative ladninger; eller danner lukkede sløyfer som verken starter eller slutter med noen ladninger. Magnetiske feltlinjer danner alltid lukkede sløyfer rundt strømførende ledere fordi det ikke er magnetiske ladninger i fysikk. I noen matematiske formler introduseres ekvivalente magnetiske ladninger og magnetiske strømmer for å vise dualiteten mellom løsninger som involverer kraft og magnetiske kilder.
De elektriske feltlinjene trukket mellom to ledere er med på å vise fordelingen av ladning. Hvis vi antar at spenningskilden er sinusformet, forventer vi at det elektriske feltet mellom lederne også er sinusformet med en periode lik kildens. Den relative størrelsen på den elektriske feltstyrken er representert av tettheten til de elektriske feltlinjene, og pilene indikerer den relative retningen (positiv eller negativ). Genereringen av tidsvarierende elektriske og magnetiske felt mellom lederne danner en elektromagnetisk bølge som forplanter seg langs overføringslinjen, som vist i figur 3(a). Den elektromagnetiske bølgen kommer inn i antennen med ladningen og den tilsvarende strømmen. Hvis vi fjerner en del av antennestrukturen, som vist i figur 3(b), kan det dannes en friromsbølge ved å "koble sammen" de åpne endene av de elektriske feltlinjene (vist med de stiplede linjene). Friromsbølgen er også periodisk, men konstantfasepunktet P0 beveger seg utover med lysets hastighet og reiser en avstand på λ/2 (til P1) i løpet av en halv tidsperiode. I nærheten av antennen beveger konstantfasepunktet P0 seg raskere enn lysets hastighet og nærmer seg lysets hastighet på punkter langt fra antennen. Figur 4 viser det elektriske feltfordelingen i ledig plass til λ∕2-antennen ved t = 0, t/8, t/4 og 3T/8.
Figur 4 Friroms elektrisk feltfordeling av λ∕2-antennen ved t = 0, t/8, t/4 og 3T/8
Det er ikke kjent hvordan de guidede bølgene skilles fra antennen og til slutt dannes for å forplante seg i ledig plass. Vi kan sammenligne guidede og ledige rombølger med vannbølger, som kan være forårsaket av en stein som er falt ned i en rolig vannmasse eller på andre måter. Når forstyrrelsen i vannet begynner, genereres vannbølger og begynner å forplante seg utover. Selv om forstyrrelsen stopper, stopper ikke bølgene, men fortsetter å forplante seg fremover. Hvis forstyrrelsen vedvarer, genereres det stadig nye bølger, og forplantningen av disse bølgene henger etter de andre bølgene.
Det samme gjelder for elektromagnetiske bølger generert av elektriske forstyrrelser. Hvis den innledende elektriske forstyrrelsen fra kilden er av kort varighet, forplanter de genererte elektromagnetiske bølgene seg inne i overføringslinjen, går deretter inn i antennen og stråler til slutt ut som bølger i ledig rom, selv om eksitasjonen ikke lenger er til stede (akkurat som vannbølgene) og forstyrrelsen de skapte). Hvis den elektriske forstyrrelsen er kontinuerlig, eksisterer de elektromagnetiske bølgene kontinuerlig og følger tett bak dem under forplantningen, som vist i den bikoniske antennen vist i figur 5. Når elektromagnetiske bølger er inne i overføringslinjer og antenner, er deres eksistens relatert til eksistensen av elektriske ladning inne i lederen. Men når bølgene utstråles, danner de en lukket sløyfe og det er ingen belastning for å opprettholde deres eksistens. Dette leder oss til konklusjonen at:
Eksitering av feltet krever akselerasjon og retardasjon av ladningen, men vedlikehold av feltet krever ikke akselerasjon og retardasjon av ladningen.
Figur 5
3. Dipolstråling
Vi prøver å forklare mekanismen som gjør at de elektriske feltlinjene bryter vekk fra antennen og danner friromsbølger, og tar dipolantennen som et eksempel. Selv om det er en forenklet forklaring, lar den også folk intuitivt se genereringen av friromsbølger. Figur 6(a) viser de elektriske feltlinjene generert mellom de to armene til dipolen når de elektriske feltlinjene beveger seg utover med λ∕4 i den første fjerdedelen av syklusen. For dette eksemplet, la oss anta at antallet elektriske feltlinjer som dannes er 3. I det neste kvartalet av syklusen flytter de opprinnelige tre elektriske feltlinjene ytterligere λ∕4 (totalt λ∕2 fra startpunktet), og ladningstettheten på lederen begynner å avta. Det kan anses å være dannet ved innføring av motsatte ladninger, som kansellerer ladningene på lederen ved slutten av første halvdel av syklusen. De elektriske feltlinjene generert av de motsatte ladningene er 3 og beveger seg en avstand på λ∕4, som er representert av de stiplede linjene i figur 6(b).
Sluttresultatet er at det er tre nedadgående elektriske feltlinjer i den første λ∕4-avstanden og samme antall oppadgående elektriske feltlinjer i den andre λ∕4-avstanden. Siden det ikke er noen nettoladning på antennen, må de elektriske feltlinjene tvinges til å skilles fra lederen og kombineres for å danne en lukket sløyfe. Dette er vist i figur 6(c). I andre omgang følges den samme fysiske prosessen, men merk at retningen er motsatt. Etter det gjentas prosessen og fortsetter i det uendelige, og danner en elektrisk feltfordeling som ligner på figur 4.
Figur 6
For å lære mer om antenner, vennligst besøk:
Innleggstid: 20. juni 2024
