Dipolantenner: radiell. Elektriskt fält av dipoldipol eller symmetrisk vibratorantenn

Potentiell energi hos en hårddipol

Tänk på den så kallade hårda dipolen är en dipol vars avstånd mellan laddningar inte ändras ($ l \u003d const $). Vi definierar vad den potentiella energin den har en dipol i ett externt elektrostatiskt fält. Om avgiften är $ q $, som ligger vid fältet med potentialen på $ \\ Varphi $, har potentiell energi lika:

därefter är dipolens energi lika med:

var $ (\\ Varphi) _ +; (\\ Varphi) _- $ - Potentialerna på det externa fältet vid de ansvariga för avgifter $ Q $ och $ -Q $. Potentialen hos det elektrostatiska fältet minskar linjärt om fältet är likformigt i riktning mot fältstyrkvektorn. Låt oss skicka en axel X längs fältet (bild 1). Då får vi:

Från fig. 1 Vi ser att förändringen i potentialen från $ (\\ varphi) _ + till \\ (\\ varphi) _- $ inträffar på segmentet på $ \\ triangle x \u003d lcos \\ vartheta $, så:

Elmoment dipol

Ersättning (4) i (2), vi får:

var $ \\ \\ inrightarrow (p) $ \u003d $ q \\ increightarrow (l) $ är det elektriska ögonblicket i dipolen. Ekvation (6) tar inte hänsyn till energin av interaktionen mellan dipolkaddarna. Formeln (6) erhölls, förutsatt att fältet är likformigt, men det är också giltigt för det inhomogena fältet.

Exempel 1.

Uppgift: Tänk på en dipol som är i ett inhomogent fält, vilket är symmetriskt i förhållande till X-axeln. Förklara hur dipolen uppträder i ett sådant fält ur krafternas synvinkel som verkar på den.

Låt dipolcentret ligger på x-axeln (fig 2). Vinkeln mellan dipolens axel och x-axeln är $ \\ vartheta \\ ne \\ frac (\\ pi) (2) $. I vårt fall är krafterna $ f_1 \\ ne f_2 $. På dipolen kommer att fungera rotationsmomentet och

kraften som syftar till att flytta dipolen längs X-axeln. För att hitta modulen för denna kraft använder vi formler:

I enlighet med ekvationen för dipolens potentiella energi har vi:

vi tror att $ \\ vartheta \u003d const $

För X-Axis poäng har vi:

\ \

Med $ \\ VARTHETA 0 $ betyder det, dipolen dras in i ett starkare fält. Med $ \\ vartheta\u003e \\ frac (\\ pi) (2) $ $ f_x

Observera att om $ - \\ frac (\\ partial w) (\\ partial x) \u003d f_x $, ger ett derivat av potentiell energi en projicering av kraft på lämplig axel, då derivatet av $ - frac (\\ partial w) ( \\ Partial \\ vartheta) \u003d m_ \\ vartheta $ ger projicering av rotationsmomentet på axeln $? $:

\\ [- \\ frac (\\ partial w) (\\ partial \\ vartheta) \u003d m_ \\ vartheta \u003d -pesin \\ vartheta (1.4.) \\]

I formel (1.4) innebär minus att ögonblicket försöker minska vinkeln på honung med ett elmoment av dipolen och fältet för fältstyrka. Dipolen i det elektriska fältet syftar till att vända sig så att dipolens elektriska ögonblick är parallellt med fältet ($ \\ \\ \\ inRightArrow (p) \\ Urarrow \\ Urarrow \\ increightarrow (e) $). Med $ \\ inRightArrow (P) \\ Urarrow \\ downarrow \\ incritearrow (e) $, vridmomentet kommer också att vara noll, men denna jämvikt är inte stabil.

Exempel 2.

Uppgift: Två dipoler ligger på ett avstånd av $ R $ från varandra. Deras axlar ligger på en rak linje. Elektriska stunder är lika med respektive: $ P_1 $ och $ P_2 $. Beräkna den potentiella energin hos någon av de dipoler som motsvarar positionen för en stabil jämvikt.

Systemet kommer att vara i ett jämviktsläge när dipoler är orienterade, såsom visas i fig. 3, längs fältet mitt emot tecknet på avgifter till varandra.

Vi antar att fältet skapar en dipol med ögonblicket $ P_1 $, vi kommer att leta efter den potentiella energin i dipolen, som har ett elmoment på $ P_2 $ vid fältet (A) på avståndet R från första dipolen. Vi kommer att anta att axlarna i dipolen är små jämfört med avståndet mellan dipoler ($ l ll R $). Diples kan tas för punkt (Vi tror att dipolen med det ögonblick $ P_2 \\ är \\ in \\ punkt \\ a $). Fältstyrka som skapar en dipol på sin axel vid en punkt A av modulen är lika med (med $ \\ varepsilon \u003d 1 $):

Den potentiella energin i dipolen med det ögonblick $ P_2 $ vid punkt A kan uttryckas med formeln:

där vi städa att vektorerna i spänningen och det elektriska ögonblicket i dipolen är belagda i ett tillstånd av stabil jämvikt. I detta fall kommer den potentiella energin hos den andra dipolen att vara lika med:

Svar: Potentiella dipolenergier kommer att vara lika med $ w \u003d -p_2 \\ frac (p_1) (2 \\ pi (\\ varepsilon) _0r ^ 3) $.

A. B. Rybakov,
, Militär Space Cadet Corps, St Petersburg

Dipol i fältet och dipolfältet

Huvudfrågor av elektrostatik: Vilket fält skapar denna fördelning av avgifter och vilken makt fungerar på dessa avgifter på det yttre fältet? När det gäller punktavgift löses dessa problem med kända skolbaserade formler. Nästa viktiga och enkla föremål för elektrostatik är givetvis dipolen. Dipolen är två olika, lika med storleken av punktavgifter som ligger på ett fast avstånd. l. Vän från varandra. Dipol kännetecknas av dipolmomentet P \u003d ql. (1)
Var l. - Vektor riktad mot en negativ laddning till positiv.
Intresset för dipol är i synnerhet ansluten, med det faktum att molekyler av många ämnen har ett dipolmoment, och dessutom förvärvar molekylerna av alla ämnen ett dipolmoment i ett yttre elektriskt fält. Och makroskopiska kroppar (både ledande och icke-ledande ström) i det yttre fältet är polariserade, d.v.s. Köp ett dipolmoment. De viktigaste tillämpningarna av de resultat som presenteras här är fält i en dielektrisk.
Vi lägger de viktigaste frågorna i det angivna ämnet och försöker lösa dem. Ingen speciell matematik som lämnar för skolbanan, vi behöver inte.
Derivatet av funktionen F (x) kommer att betecknas med DF / DX. För bekvämligheten kommer vissa resultat att använda en skalärprodukt av vektorer.
Minnas det a · B. \u003d A · B · COS α, där a är vinkeln mellan vektorer. Dimensionell konstant i Coulon-lagen anger vi

Dipol i fältet (enkla uppgifter)
ett . Vilka krafter verkar på dipolen i ett homogent elektriskt fält?
Låta dipol p. Beläget i spänningsfältet E. Låt vektorn av dipolmomentet utgöra vinkeln α med fältstyrkanvektorn. Det är lätt att se att dipolen i det här fallet verkar ett par krafter med ögonblicket
M \u003d qelsin α \u003d pesin asom syftar till att rikta dipolen längs fältets kraftledningar. Så om dipolen kan rotera, är det orienterat på sättet. Observera att dipolen har en annan jämviktsläge när den är orienterad på motsatt sätt, men denna position är instabil.
2. Vad är energin i dipolen på ett enhetligt fält?
Som alltid, i uppgifter, där vi pratar om potentiell energi, måste du hålla med, varifrån vi räknar med denna energi. Låt vi räkna det från ovanstående jämviktsposition. Därefter är energin det arbete som fältstyrkan kommer att utföra under dipolens rotation runt sitt centrum från det ursprungliga läget som kännetecknas av en vinkel a (se fig. Till punkt 1), till jämvikten. Minns att arbetet endast är anslutet med laddningen av laddningen längs riktningen E. . Dipolavgifter med sådan rotation kommer att flyttas längs fältlinjerna (i olika riktningar) på L (1- COS a) / 2. Därför den önskade energin W \u003d qel (1 - COS a) \u003d PE (1 - COS α).
Men oftare i läroböcker på el föredrar att tro på detta problem, att W \u003d 0 i dipolens position när vektor p. Purpendiculin E. . I detta fall
W \u003d -qel cos α \u003d -Pe.
Uttalandet uttryckt i slutet av punkt 1 kan nu formuleras och annars: Dipolen syftar till att ta ställning till minimal energi. De dipoldielektriska molekylerna i det yttre fältet tenderar således till alla orienterade på det angivna sättet (och termisk rörelse förhindrar dem från detta).
3. Låt nu dipolenorienteras längs fältlinjerna är belägna i ett inhomogent fält. Därefter är det lätt att se, kraften längs fältlinjerna appliceras på fältet för att öka fältets storlek:
(Indexes "+" och "-" markera laddningen av dipolen, till vilken motsvarande fysiska värde hör till). Det är den här styrkan som förklarar den enklaste upplevelsen där den laddade kroppen (oavsett laddningsskylten) lockar små bitar av papper.

Dipliple
fyra. Innan vi beräknar dipolens fält kommer vi att fokusera på de allmänna stunderna. Låt, till exempel, vi är intresserade av ett gravitationsfält med lite asteroid av fel form. Fältet i närheten av asteroiden kan endast erhållas genom datorberäkning. Men ju mer vi flyttar från asteroiden, desto mer med större noggrannhet kan vi se den som en materiell punkt (vars fält vi vet). Med önskan om större matematisk rigor var det nödvändigt att säga att vi känner till det asymptotiska beteendet hos fältet när
Med en liknande situation konfronteras vi i det elektrostatiska fältet. Det elektrostatiska fältet i dess egenskaper är mycket lik den gravitationella (eftersom de grundläggande lagarna är likartade: Coulon-lagen och världsgemenskapens lag), men om det kan sägas vara "rikare". Trots allt kan elektriska avgifter vara av två typer, mellan dem är attraktionen och repulsionen, och mellan "gravitationskostnaderna" (det vill säga massorna är möjliga endast attraktion.
Vi antar att i vissa begränsade områden är positiva och negativa punktavgifter Q 1, Q 2, ..., Q N fördelade. Full laddningssystem
(2)
Vi förstår redan att när Q ≠ 0 är fältet i stort R in i punkten av punktavgift Q. Men det finns en mycket viktig fråga för oss: Vad kommer att vara fältet på långa avstånd, om full laddning
Q \u003d 0? Den enklaste fördelningen av punktavgifter med Q \u003d 0 är en dipol. Det är därför som studien av dipolfältet bär viktiga huvudmoment.
Så vi kommer främst att vara intresserade av sådana situationer där alla karakteristiska storlekar R är mycket stora jämfört med avståndet L mellan dipolens laddning. Denna situation kan beskrivas. För det första kan vi alltid komma ihåg att avgifterna är belägna på sista avståndet från varandra, och intresserade av beteendet hos de lösningar som erhållits med men det är möjligt att tala om en punktdipol med en viss dipolpunkt P, Då är alla våra resultat giltiga för alla R\u003e 0 (två synpunkter, är naturligtvis likvärdiga).
Vi kommer att använda de formler som är kända för alla för fält av punktavgifter och i de erhållna uttrycken tar det hänsyn till att jag inte räcker. Därför återkallar vi formeln för ungefärlig dator: om då
Överallt, kommer "≈" -tecknet att indikera att vi använde dessa formler i händelse av en liten parameter (den lilla parametern i de aktuella uppgifterna är L / R).
fem. Den högkvalitativa bilden av filamentlinjerna i dipolfältet är välkänt, ges i många läroböcker, och vi kommer inte att ge det här. Även om beräkningen av fältet vid en godtycklig punkt är enkel, begränsar vi oss fortfarande till beräkningen av potentialen och spänningen längs två utvalda riktningar. Kompatibel början av koordinatsystemet med mitten av dipolen, kommer axeln X direkt längs vektorn p. , Och Y-axeln är vinkelrätt mot (samtidigt, dipolskaddarna tar bort från koordinaternas ursprung). Vi antar att i en oändligt avlägsen punkt
6. Beräkna intensiteten hos dipolfältet på Y-axeln.
Enligt principen om överlagring, E \u003d e + + e -var E +. och E - - Stroyvektorvektorer av individuella avgifter. Från trianglarnas likhet:
Vad kan du skriva som
Låt oss nu säga om potentiets framsteg längs Y-axeln. Som vid vilken punkt som helst av axeln Y, vektorn E. Vinkelrätt mot axeln, då när du flyttar lite laddning längs denna axel, utför dipolfältet inte något arbete, och därmed vid vilken punkt som helst av denna axel
7. Beräkna det potentiella J-fältet i en godtycklig punkt i X-axeln. Enligt överlagringsprincipen är det lika med mängden potentialer och skapade positiva och negativa avgifter.
Låt x\u003e 0, då:
(3)
(uttryck för (x) för x< 0 будет c другим знаком).
Från symmetrin av problemet är det klart att på axeln X-vektorn av fältspänning E. Den har bara komponent E X. Den kan beräknas utifrån den kända formeln som förbinder fältstyrkan och potentialen:
(4)
Men i skolans kurs är formel (4) vanligtvis bypass, så jag beräknar ex direkt: eller

Så, när du tar bort från dipolen längs X-axeln eller längs Y-axeln, undersyner fältet som r -3.. Du kan bevisa att fältet också beter sig i någon riktning.
Uttrycket för potentialen vid en godtycklig punkt matas inte ut: (dvs vid avlägsnande

I vilken riktning som helst, med undantag för Y-axeln, sänker potentialen som r -2.). Se till att denna formel i synnerhet leder till de resultat som redan är kända för oss.
8. Avgång. Minns att det oändliga enhetligt laddade planet, fältstyrkan inte beror på avståndet från planet (eller, om du vill, faller som r 0). Vid punkten avgift - minskar som r -2.. Dipolen, som vi fick reda på, minskar på oändligheten som R -3. Försök att gissa vad laddningsdistributionsspänningsfälten minskar som r -1; R -4..

Diplees interaktion med andra avgifter
9. Tänk nu interaktionen mellan dipol- och punktladdningen q '(låt q'\u003e 0). Ritningen upprepar i stor utsträckning mönstret i punkt 5. Där beräknade vi spänningen på dipolfältet och vet därför redan vilken makt som fungerar på punktavgiften. Observera att denna interaktion är det enklaste exemplet på de neccentral-krafter (kom ihåg var i skolbanan är det neutrala krafter mellan partiklar).
Men det fanns fortfarande frågor: vilken makt fungerar på dipolen? Var är den fastsatt? Du kan omedelbart svara på dessa frågor utan att tänka. Den önskade kraften F, enligt den tredje Newton-lagen, bör vara lika med - F 'och måste appliceras på en rak linje med F'. Kanske kommer någon att överraska att de avkopplande två krafterna som agerar på avgifter + q och -q dipol applicerades någonstans bort från dipolen. Vad betyder det? Betyder ingenting. Vad betyder det att lika tyngdkrafter som verkar på bagel är fäst i hålets mitt? Det gör ingen särskild känsla som inte gör någon speciell mening, det ersätter helt enkelt flera (eller till och med otaliga) krafter i grundläggande ekvationer av mekanik. (Objektivitet Att notera att det finns mycket kända författare, för vilka en sådan synvinkel är oacceptabel. De föredrar att säga att dipolen appliceras på dipolen själv och ögonblicket av krafterna) på dipolen från punktladdningen).
10. Hitta styrkan och energi av interaktionen mellan två dipoler, i vilka vektorerna p 1 och p 2 ligger på en rak linje. Avstånd mellan dipoler x.
Tänk på den totala avgiften för avgifterna för den andra dipolen i det första fältet (se punkt 7):

Det är uppenbart att dipoler som adresseras till varandra med de varierande polerna (som i figuren) lockas (detta motsvarar tecknet "-" i uttrycket för W), under kupen av en av dipolerna, kommer energin att förändras skylten.
Vi kommer inte längre att reproducera ganska monotona beräkningar och omedelbart dricker ett uttryck för värdet av styrkan i interaktionen mellan dessa dipoler (check!):
11. Hitta energin av interaktionen mellan två dipoler, i vilken p 1 ligger på en raklinjeanslutningsdipoler och p 2 är vinkelrätt mot den. Avstånd mellan dipoler x. (Kontrollera dig själv - svaret är uppenbart.)
12. Hitta energi av interaktionen mellan två dipoler, i vilka vektorerna Pi och P2 är parallella med varandra och både vinkelrätt mot X-axeln på vilka dipoler är belägna.

Ytterligare kommentarer
13. Så, dipolen är det enklaste exemplet på laddningssystemet med full laddning q \u003d 0. Som vi har sett minskar potentialen i dipolfältet vid stora avstånd från det som R -2. Är det möjligt att sammanfatta detta resultat på ett mer allmänt fall?
Du kan generalisera begreppet Dipole-ögonblick så att det kännetecknar någon fördelning av avgifter. I synnerhet, för system N-punktavgifter, bestäms dipolmomentet enligt följande:
. (5)

Det är lätt att se att denna storlek är additiv. Det kan bevisas att P vid Q \u003d 0 inte beror på valet av början av referensen. Se till att denna formel i ett visst fall går in i (1).
Tänk på dipolmomentet av P av ett antal enkla laddningsfördelningar (i alla fall avståndet mellan närmaste avgifter L).
Det skulle vara möjligt att prata om kontinuerliga fördelningar av avgifter, men i stället för beloppen i (2) och (5) skulle behöva skriva integraler i volym.
De ovan erhållna resultaten tyder på att viktminskningen av dipolmomentet. Och faktiskt kan du i allmänhet bevisa att det fortsätter vi tar bort från godtyckligt system Avgifter med full laddning Q \u003d 0 och dipolmomentet P ≠ 0, kommer fältet att vara närmare fältet av elementär dipol med dipolmomentet p.
Det skulle vara möjligt att gå på den här vägen ytterligare och överväga fältet av laddningssystem med q \u003d 0 och p \u003d 0. En av de mest enkla exempel Ett sådant system presenteras i fig. Och är den så kallade kvadrupolen. Potentialen i fyrkantsfältet minskar vid oändlighet som R -3.
Ett nummer "Point Charge - Dipole - Quadrupole ..." kan fortsättas längre. Det allmänna namnet på sådana objekt multipol. Men vi kommer att stanna vid detta.

14. Vid placering av en atom i ett elektriskt fält riktas strömmen som är fäst på kärnan och den elektroniska skalet i olika riktningar. Under verkan av dessa krafter förvärvar Atom ett dipolmoment R sammanfaller i riktning med riktningen för intensiteten hos det yttre fältet E. 0 .
Naturligtvis förvärvar molekyler också ett dipolmoment i ett yttre fält (men för dem, i allmänhet, orättvist tidigare uttalande om vektorens riktning R ).
Men många molekyler har dipolmoment och i avsaknad av ett yttre fält. Dessutom är dessa egna dipolmoment vanligtvis mycket högre än posterna (om vi pratar om det vanliga, som kan uppnås i laboratoriefälten). För en mängd processer i naturen (i synnerhet för förekomsten av livet) är det oerhört viktigt att vattenmolekylen har ett dipolmoment.
"Det är svårt att föreställa sig hur världen skulle se ut om atomer i molekylen H2O var belägna i en rak linje, som i CO 2-molekylen; Observera förmodligen det skulle vara ingen. "(E.Parsell. El och magnetism. - M., 1975).

Svar
Till punkt 8. Systemet för laddningar, där fältstyrkan minskar vid oändlighet som R -1, är en oändlig likformigt laddad tråd.
Till s. 11. Vid förflyttning av den första dipolen längs axeln X på sina laddningar verkar de från den andra dipolen av kraften, vinkelrätt mot denna axel, d.v.s. Inget arbete utförs, det betyder att W \u003d 0.
Till s. 12. För att förenkla beräkningen är det nödvändigt att framgångsrikt välja metoden att överföra en av dipolerna från oändligheten till tillståndet för oss. Det är lämpligt att först flytta den längs axeln X, orientera sin vektor av dipolmomentet längs axeln (dock driften av dipolens interaktionskrafter noll) och rotera sedan 90 °. När du vrider den andra dipolen måste externa krafter göras (se punkt 2). Detta är energin i samspelet mellan dipoler.
Till s. 13. Dipoler är lika: A) 0; b) 2QLJ;
c) 0; d) -3qli (här i och j är singelvektorer i riktningarna för X och Y-axlarna).

Till varje trådlös enhet Behöver en antenn. Denna ledande mekaniska anordning är en omvandlare som omvandlar den överförda radiofrekvensen (RF) -signalen till elektrisk och magnetiska fältRadio-salm. Det omvandlar också den resulterande radiovågen tillbaka till en elektrisk signal. För antenner är nästan oändliga flera konfigurationer möjliga. De flesta är dock baserade på två huvudtyper: dipol och stiftantenner.

Begreppet "antenn"

Radiovåg innehåller ett elektriskt fält vinkelrätt mot magnetfältet. Båda är vinkelräta mot fördelningsriktningen (Figur nedan). Detta är ett elektromagnetiskt fält och skapar en antenn. Signalen som emitteras av anordningen produceras i sändaren och skickas sedan till antennen med transmissionsledningen, vanligtvis en koaxialkabel.

Linjerna är magnetiska och elektriska kraftledningar som rör varandra och stödjer varandra när de "flyttar ut" från antennen.

Spänningen skapar ett elektriskt fält runt antennelementen. Strömmen i antennen skapar ett magnetfält. Elektriska och magnetiska fält kombineras och regenereras av varandra i enlighet med de kända Maxwell-ekvationerna, och den "kombinerade" vågen skickas från antennen till rymden. Vid mottagning av signalen inducerar den elektromagnetiska vågen spänningen i antennen, vilken omvandlar den elektromagnetiska vågen tillbaka till den elektriska signalen, vilken dessutom kan bearbetas.

Initial övervägning i orienteringen av någon antenn är polarisation, som avser orienteringen av det elektriska fältet (E) med jorden. Det är också en orientering av sändningselement i förhållande till jorden. Vertikal installerad antennvinkelrätt mot marken avger en vertikalt polariserad våg. Således avger den horisontellt belägna antennen en horisontellt polariserad våg.

Polarisering kan också vara cirkulär. Speciella konfigurationer, såsom skruv- eller spiralantenner, kan avge en roterande våg, vilket skapar en roterande polariserad våg. Antennen kan skapa en rotationsriktning antingen till höger eller vänster.

I det ideala fallet bör antennen både på sändaren och på mottagningsanordningen ha samma polarisering. Vid frekvenser under ca 30 MHz reflekteras vanligtvis, refrakt, roterar eller på annat sätt modifieras av atmosfären, marken eller andra föremål. Följaktligen är samordningen av polarisering på de två sidorna inte kritisk. Vid frekvenser bör OVF, UHF och mikrovågspolarisation vara densamma för att säkerställa högsta möjliga signalöverföring. Och notera att antennerna demonstrerar ömsesidighet, det vill säga de är lika bra att arbeta både på överföringen och mottagningen.

Dipol eller symmetrisk vibratorantenn

Dipolen är en halvvågsstruktur av tråd, rör, pcb (PCB) eller annat ledande material. Den är uppdelad i två lika stora fjärdedelar av våglängden och drivs av överföringsledningen.

Linjerna visar fördelningen av elektriska och magnetiska fält. En våglängd (A) är lika med:

halvvågor:

λ / 2 \u003d 492 / F MHz

Den faktiska längden reduceras vanligtvis beroende på antennledningarna. Den bästa approximationen till den elektriska längden:

λ / 2 \u003d 492 K / F MHz

där K är en koefficient som förbinder ledarens diameter med dess längd. Detta är 0,95 för trådbundna antenner med en frekvens på 30 MHz eller mindre. Eller:

λ / 2 \u003d 468 / F MHz

Längd i tum:

λ / 2 \u003d 5904 K / F MHz

Värdet av K är mindre för elementen i en större diameter. För ett rör med en diameter i en halv k är 0,945. Dipolkanalen för 165 MHz bör ha en längd:

λ / 2 \u003d 5904 (0,945) / 165 \u003d 33,81 tum

eller två 16,9-tums segment.

Längden är viktig, eftersom antennen är en resonansanordning. För maximal strålningseffektivitet måste den konfigureras i driftsfrekvensen. Antennen fungerar dock ganska bra på ett smalt frekvensområde som ett resonansfilter.

Dipolens bandbredd är en funktion av dess struktur. Det definieras vanligtvis som ett intervall i vilket förhållandet mellan den stående vågantennens (CWS) koefficient är mindre än 2: 1. CWS bestäms av den reflekterade signalen från anordningen tillbaka längs överföringslinjen mata på den. Detta är en antennimpedansfunktion med en relationsledningsimpedans.

En idealisk överföringslinje är en balanserad ledande ånga med ett motstånd på 75 ohm. Du kan också använda koaxialkabel med karakteristisk impedans 75 ohm (zo). Koaxialkabel med en karakteristisk impedans på 50 ohm kan också användas, eftersom det motsvarar antennen, om det är mindre än hälften av våglängden ovanför marken.

Koaxialkabeln är en obalanserad linje, eftersom radiofrekvensströmmen läcker utanför koaxialskärmen, vilket skapar en oönskad inducerad störning i intilliggande enheter, även om antennen fungerar ganska bra. Den bästa matningsmetoden är att använda en symmetrieringstransformator vid matningspunkten med en koaxialkabel. Symmetrieringstransformatorn är en transformatoranordning som omvandlar balanserade signaler till obalanserade signaler eller vice versa.

Dipolen kan ställas in horisontellt eller vertikalt beroende på den önskade polarisationen. Matningsledningen måste idealiskt passera vinkelrätt mot strålningselementen för att undvika strålningsförvrängning, så dipolen orienteras orienteras horisontellt.

Strålningsdiagrammet för antennsignalen beror på dess struktur och installation. Fysisk strålning är tredimensionell, men vanligtvis representeras den av både horisontella och vertikala orienteringsdiagram.

Dipolens horisontella diagram är en siffra åtta (figur 3). Den maximala signalen visas på antennen. Figur 4 visar ett vertikalt strålningsdiagram. Dessa är idealiska prover som lätt förvrängs av jorden och alla närliggande föremål.

Förbättringen av antennen är förknippad med fokus. Förstärkningen uttrycks vanligtvis i decibel (dB) med hänsyn till viss "standard", såsom en isotropantenn, som är en punktkälla för radiofrekvensenergi, som emitterar en signal i alla riktningar. Tänk på den punkt ljuskällan som lyser den inre delen av den expanderande sfären. Isotropantenn har en amplifieringskoefficient på 1 eller 0 dB.

Om sändaren genererar eller fokuserar strålningsdiagrammet och gör det mer riktat, har den en amplifiering av en isotropantenn. Dipolen har en 2,16 dBi-förstärkningskoefficient enligt en isotrop källa. I vissa fall uttrycks förstärkningskoefficienten beroende på dipoljobbet i DBD.

Vertikal antenn med ytterligare horisontella reflekterande element

Denna enhet är i huvudsak hälften av dipolen installerad vertikalt. Termen Monopol används också för att beskriva denna installation. Marken är lägre under antennen, vilket leder ytan med den minsta A / 4 med en radie eller ett prov av A / 4-ledare, kallad radiell, utgör den andra halvan av antennen (fig 5).

Om antennen är ansluten till en bra mark kallas det antennen Marconi. Huvudstrukturen tjänar en annan A / 4 hälften av sändaren. Om jordplanet har tillräcklig storlek och konduktivitet, är jordningsprestandan ekvivalent med en vertikalt installerad dipol.

Kvartsvågens längd:

λ / 4 \u003d 246 K / F MHz

Koefficienten K är mindre än 0,95 för vertikaler, som vanligtvis är gjorda med ett bredare rör.

Power Point-impedansen är en halv dipol eller cirka 36 ohm. Den faktiska siffran beror på höjden ovanför marken. Liksom en dipol är markplanet resonant och har vanligtvis en jetkomponent i sin huvudimpedans. Den vanligaste överföringsledningen är 50-Ω koaxialkabeln, eftersom den relativt väl motsvarar antennens impedans med KSW under 2: 1.

Den vertikala antennen med ett ytterligare reflekterande element är icke-riktigt. Det horisontella orfanningsdiagrammet är en cirkel där enheten avger signalen lika bra i alla riktningar. Figur 6 visar ett vertikalt orienteringsmönster. Jämfört med dipolens vertikala diagram har markplanet en nedre strålningsvinkel, vilket ger fördelen av bredare förökning vid frekvenser under ca 50 MHz.

Slutsatser

Dessutom kan två eller flera vertikala antenner utföras med ett ytterligare reflekterande element för att skapa en mer riktad signal med amplifiering. Till exempel använder AM-radiostationen två eller flera torn för att rikta den starka signalen i en riktning, undertrycka den i en annan.

Koefficient för stående våg

Stående vågor är spännings- och nuvarande distributionsscheman längs överföringsledningen. Om den karakteristiska impedansen (zo) av linjen motsvarar generatorns (sändarens) utgångsimpedans och antennens belastning, är spänningen och strömmen längs linjen konstant. Med en konsekvent impedans sker den maximala effektöverföringen.

Om antennens belastning inte motsvarar den linjära impedansen, absorberas inte all överförd effekt av belastningen. Vilken kraft som inte absorberas av antennen reflekteras tillbaka längs linjen, med en direkt signal och skapar förändringar i ström och spänning längs linjen. Dessa variationer står vågor.

Åtgärden av denna inkonsekvens är koefficienten för stående våg (CWS). CWS uttrycks vanligtvis som förhållandet mellan de maximala och minsta värdena för direkt och strömström eller spänningsvärden längs linjen:

KSV \u003d I MAX / I Min \u003d V MAX / V Min

Andra mer enkel väg Express CWS är förhållandet mellan överföringsledningen som kännetecknar impedansen (ZO) till antennimpedansen (R):

KSV \u003d Z O / R eller R / Z o

beroende på vilken impedans som är mer.

Den ideala CWW är 1: 1. KSV från 2 till 1 indikerar en reflekterad effekt på 10%, vilket innebär att 90% av den överförda effekten kommer in i antennen. KSV 2: 1 anses vanligtvis vara mest tillåtna för det mesta effektivt arbete System.

Vi kommer nu att överväga det resulterande fältet som uppstår med samtidig verkan av två oscillatorer. I det föregående kapitlet har flera enklaste fall redan har behandlats. Vi ger först en högkvalitativ bild av fenomenet, och sedan beskriver vi samma effekter ur kvantitativ synvinkel. Ta enkla fallNär oscillatorer och detektorn är belägna i ett horisontellt plan, och oscillationer av oscillatorer uppträder i vertikal riktning.

FIKON. 29,5, och visar typen av båda oscillatorerna ovanifrån; I detta fall är avståndet mellan dem i norra - sydens riktning lika med halva våglängden och de fluktuerar i samma fas, dvs. Fasskillnaden för oscillatorer är noll. Vi är intresserade av strålningsintensiteten i olika riktningar. Under intensiteten menar vi mängden energi som passerar oss på 1 sek. Det är proportionellt mot fältrets kvadrat i genomsnitt över tiden. Så, för att bestämma ljusets ljusstyrka, måste du ta torget i den elektriska fältstyrkan, och inte spänningen själv. (Den elektriska fältstyrkan kännetecknas av kraft med vilken fältet verkar på en fast laddning, och mängden energi som passerar genom en viss plattform är proportionell mot fältets kvadrat och mäts i watt per kvadratmeter. Proportionalitetskoefficienten kommer att tas bort i nästa kapitel.) Om vi \u200b\u200bär väster från oscillatorsystemet, och vi kommer från båda oscillatorerna, är fälten samma men värdet av samma fas, så att det totala elfältet är dubbelt så mycket som Individuell oscillator. Följaktligen kommer intensiteten att vara fyra gånger mer intensitet som härrör från endast en oscillator. (Nummer i figur 29.5 indikerar intensitet, och per måttenhet vald intensiteten hos strålningen av en oscillator placerad i början av koordinaterna.) Låt nu mätas i norra eller södra riktningen längs oscillatorns linje. Eftersom avståndet mellan oscillatorer är lika med halva våglängden skiljer sig deras strålningsfält i fas exakt på pollottet, och följaktligen är det totala fältet noll. För en mellanliggande vinkel (lika) är intensiteten 2, dvs minskande, intensiteten, tar konsekvent värdena 4, 2, o, etc. Vi behöver lära oss att hitta intensitet för olika vinklar. I huvudsak kommer det till uppgiften att tillgodose två oscillationer med olika faser.

Figur 29.5. Beroendet av intensiteten av strålningen av två dipoler belägna på ett avstånd av halva våglängden, från strålningsriktningen.

a-dipoler i fasen (); B-dipoler i antifas.

Låt oss kortfattat överväga några mer intressanta fall. Låt avståndet mellan oscillatorer, som tidigare, lika med hälften av våglängden, men oscillationerna av en oscillator släpar sig bakom fasen från oscillationerna av en annan halva perioden (se fig 29,5, b). Intensiteten i den horisontella riktningen (västra eller östra) appellerar till noll, eftersom en oscillator "trycker" i en riktning och den andra i motsatsen. I norra riktningen kommer signalen från närmaste oscillator till en halv period av signalen från den långa oscillatorn. Men de senare ligger i sina oscillationer strax på halvperioden, så båda signalerna kommer samtidigt, och intensiteten i norra riktningen är 4. Intensiteten i en vinkel på 30 °, som kommer att visas senare, är återigen lika med 2.

Nu närmade vi oss en intressant egendom, mycket användbar i praktiken. Observera att fasförhållandena mellan oscillatorer används vid sändning av radiovågor. Antag att vi vill skicka en radiosignal till de hawaiiska öarna. Vi använder antennsystemet för detta, som visas i fig. 29,5, A, och upprätta en nollfasskillnad mellan dem. Då kommer maximal intensitet bara i rätt riktning, eftersom de hawaiiska öarna ligger i västra USA. Nästa dag kommer vi att lösa signalerna redan till Kanada. Och eftersom Kanada är i norr, behöver vi bara ändra tecknet på en av antennerna så att antennerna är i antifas, som i fig. 29,5, B, och överföringen kommer att gå till norr. Du kan komma med olika enheter Antennsystem. Vår metod är en av de enklaste; Vi kan komplicera systemet för att avsevärt och genom att välja de nödvändiga fasförhållandena, skicka en bunt med maximal intensitet i önskad riktning, utan att ens skifta någon av antennerna! Men i båda sändningarna spenderade vi mycket energi förgäves, det gick i rätt motsatt riktning; Jag undrar om det finns ett sätt att skicka signaler endast i en riktning? Vid första anblicken verkar det som att paret av antenner av denna typ alltid kommer att avge symmetriskt. Faktum är att bilden är mycket mer mångsidig; Tänk på exempelvis fallet med den asymmetriska strålningen av två antenner.

Figur 29.6. Två dipolantenner, vilket ger maximal strålning

Låt avståndet mellan antennerna lika med kvartalet av våglängden och norra antennen ligger bakom södra fasen med en fjärdedel av perioden. Vad tränar vi sedan (bild 29.6)? När vi fortsätter, i västriktningen, är intensiteten lika med 2. Södra riktningen kommer att vara noll, eftersom signalen från norra källan kommer 90 ° senare signalen från södra källan och dessutom ligger den bakom fasen av 80 °; Som ett resultat är den fullständiga fasskillnaden 180 ° och den totala effekten är noll. I norra riktningen kommer signalen från källan 90 ° innan signalen från, eftersom en kvarts-till-vågkälla är närmare. Men fasskillnaden är 90 ° och kompenserar för förseningen i tiden, så båda signalerna kommer med en enda fas, vilket ger en intensitet lika med 4.

Således, som visar viss uppfinningsrikedom i antennens placering och välja de nödvändiga fasskiftningarna, kan du skicka strålningsenergin i en riktning. Sann, energi kommer fortfarande att släppas i ett ganska stort hörnintervall. Är det möjligt att fokusera strålning i ett smalare hörnintervall? Låt oss vända tillbaka till överföringen av vågor till de hawaiiska öarna; Där gick radiovågorna till väst och öst i ett brett spektrum av vinklar och även i en vinkel på 30 ° intensitet var allt dubbelt så mycket maximalt, den energi som slösades bort.

Är det möjligt att förbättra denna position? Tänk på fallet när avståndet mellan källorna är lika med tio våglängder (fig 29,7), och fasskillnaden är noll. Det är närmare den tidigare beskrivna situationen när vi experimenterades med intervaller som är lika med flera våglängder och inte till små fraktioner av våglängden. Här är en annan bild.

Figur 29.7. Fördelning av intensiteten hos två dipoler. På avstånd från varandra

Om avståndet mellan källor är lika med tio våglängder (vi väljer ett lättare fall när de är i fas), då i de västra och östra riktningarna är intensiteten max och lika med 4. Om den flyttas till en liten vinkel, fasen Skillnaden blir 180 ° och intensiteten kommer att överklaga. I noll. Mer strängt: Om vi \u200b\u200bspenderar direkt från varje oscillator till observationspunkten och beräknar distansskillnaden till oscillatorer, och det visar sig vara lika, kommer båda signalerna att vara i antifas och den totala effekten är noll. Denna riktning motsvarar den första noll i fig. 29.7 (Skala i figuren är inte uppehåll, det är väsentligen ett grovt system). Det innebär att vi får en smal stråle i rätt riktning; Om vi \u200b\u200blite flyttar åt sidan, försvinner intensiteten. För praktiska ändamål har tyvärr sådana sändningssystem en signifikant nackdel: i någon vinkel kan avståndet bli lika och då kommer båda signalerna igen att vara i fasen! Resultatet är en bild med alternerande maxima och minima, precis som i ch. 28 för avståndet mellan oscillatorer lika.

Hur blir det av med alla onödiga maxima? Det finns ett ganska intressant sätt att eliminera oönskade maxima. Position mellan våra två antenner ett antal andra (bild 29,8). Låt avståndet mellan ytterligheterna fortfarande vara lika, och efter varje, sätts på antennen och ställer in alla antenner per fas. Totalt kommer vi därför att sex antenner, och intensiteten i väst-östens riktning, naturligtvis kommer starkt att öka jämfört med intensiteten hos en antenn. Fältet ökar sex gånger, och intensiteten bestämd av kvadraten i fältet är trettiofem gånger. Nära västens riktning, som tidigare, kommer det att finnas en riktning med nollintensitet, och där vi förväntade oss att se ett högt maximalt, bara en liten "hump" visas. Låt oss försöka räkna ut varför detta händer.

Figur. 29,8. En anordning av sex dipolantenner och en del av fördelningen av intensiteten av dess strålning.

Anledningen till det maximala utseendet verkar fortfarande, eftersom det kan vara lika med våglängden och oscillatorerna 1 och 6, medan i fasen, ömsesidigt förstärker sina signaler. Men oscillatorer 3 och 4 är inte i fas med oscillatorer 1 och 6, som skiljer sig från dem genom fas ungefär hälften av våglängden och orsaka motsatt effekt jämfört med dessa oscillatorer. Därför visar intensiteten i denna riktning vara liten, men inte lika med noll. Som ett resultat uppträder en kraftfull stråle i rätt riktning och ett antal små sido-maxima. Men i vårt speciella exempel finns det ett ytterligare problem: eftersom avståndet mellan intilliggande dipoler är lika, kan du hitta en vinkel för vilken skillnaden mellan strålen från närliggande dipoler är lika med våglängden. Signalerna från angränsande oscillatorer kommer att skilja sig från 360 °, dvs kommer igen att vara i fasen, och i den här riktningen får vi ett annat kraftfullt bunt av radiovågor! I praktiken är denna effekt lätt att undvika om du väljer avståndet mellan oscillatorer mindre än en våglängd. Förekomsten av ytterligare maxima på ett avstånd mellan oscillatorer med mer än en våglängd är mycket intressant och viktigt, men inte för överföring av radiovågor, men för diffraktionsgaller.

Tänk på området för det enklaste systemet med punktavgifter. Det enklaste DOT-laddningssystemet är en elektrisk dipol. Den elektriska dipolen kallas en kombination av lika stor, men motsatt på tecknet på tvåpunktsavgifter -Q. och + Q.skiftas i förhållande till varandra för ett visst avstånd. Låt den radiusvektor som spenderas från den negativa laddningen till det positiva. Vektor

det kallas det elektriska ögonblicket i dipol- eller dipolmomentet, och vektorn är dipolens axel. Om längden är försumbar jämfört med avståndet från dipolen till observationspunkten, kallas dipolen punkt.

Beräkna det elektriska fältet i den elektriska punktdipolen. Som dipolpunkten är det likgiltigt inom beräkningen av beräkningen från vilken dipolpunkten räknas avstånd r.till observationspunkten. Låt observationspunkten MEN Ligger på fortsättningen av dipolens axel (bild 1.13). I enlighet med principen om superposition för spänningsvektorn kommer den elektriska fältstyrkan vid denna punkt att vara lika med

det antogs att.

I vektorform

var och - spänningarna av fält som är upphetsade av punktavgifter -Q. och +. q.. Figur 1.14 visar att vektorn av antipalelalenvektor och dess modul för en punktdipol bestäms av uttrycket

det beaktas att med antaganden gjorda.

I vektorform kommer det sista uttrycket att skriva om som följer.

Inte nödvändigtvis till vinkelrätt Ao Passerade genom dotdipolens mitt. I den accepterade approximationen är den resulterande formeln fortfarande sann och då när för punkten HANDLA OM Någon dot av dipolen antas.

Det allmänna fallet kommer ner till demonterade speciella fall (figur 1.15). Omit från laddning + q. vinkelrät CD. På observationslinjen V.. Ställning i punkt D. Två spotladdning + q. och -Q.. Det kommer inte att ändra fälten. Men den resulterande uppsättningen av fyra laddningar kan betraktas som en kombination av två dipoler med dipolmoment och. Dipolen kan vi ersätta den geometriska summan av dipolerna och. Ansökan nu till dipoler och tidigare erhållna formler för spänning vid fortsättningen av dipolaxeln och per vinkelrätt, återställd till dipolaxeln, i enlighet med principen om superpositionen, erhåller vi:

Med tanke på det får vi:

det används här.

Således är dipolkännetistiken för det elektriska fältet att den minskar i alla riktningar är proportionell, det vill säga snabbare än fältet för en punktladdning.

Tänk nu de krafter som verkar på dipolen i det elektriska fältet. I en enhetlig fältavgifter + q. och -Q. Kommer att vara under verkan av lika stor och motsatt i riktning mot krafter och (figur 1.16). Det här paret kommer att vara:

Ögonblicket syftar till att vända dipolens axel till jämviktspositionen, det vill säga i riktning mot vektorn. Det finns två positioner av diupolens jämvikt: när dipolen är parallell med det elektriska fältet och antipalelalen till honom. Den första positionen kommer stadigt, och det finns ingen sekund, eftersom det i det första fallet, med en liten avvikelse av dipolen, kommer jämviktsmomentet att uppstå, sträva efter att återvända till sin ursprungliga position, i det andra fallet, Resulterande tid leder dipolen ytterligare från jämviktspositionen.

Theorem gaussa

Som nämnts ovan kom de kraftledningar som överenskommits med en sådan beteckning så att antalet linjer som genomtränger ytanheten vinkelrätt mot dynans linjer skulle vara lika med vektormodulen. Sedan, på bilden av spänningar, är det inte bara möjligt om riktningen, utan också storleken på vektorn vid olika platspunkter.

Tänk på kraftledningarna i en fast positiv punktavgift. De är radiella raka, som kommer från laddning och slut med oändlighet. Låt oss spendera N. Sådana linjer. Sedan på avstånd r.från ladda antalet kraftledningar som passerar enheten på ytan av radius sfären r.kommer att vara lika. Detta värde är proportionellt mot intensiteten av punktladdningsfältet på avstånd r.siffra N.du kan alltid välja jämlikhet

varifrån. Eftersom kraftledningarna är kontinuerliga korsar samma antal kraftledningar den slutna ytan av vilken som helst form som täcker laddningen q. Beroende på laddningsskylten ingår kraftledningarna antingen i denna slutna yta eller utåt. Om antalet spännande linjer anses vara positiva, och inkommande - negativt, kan du sänka modellen på modulen och skriv ner:

.

(1.4)

Ström vektor ström.Vi lägger en elementär plattform i det elektriska fältet med ett område. Lekplatsen ska vara så liten att den elektriska fältstyrkan i alla sina punkter kan betraktas som densamma. Vi utför det normala till platsen (bild 1.17). Riktningen för detta normala väljs godtyckligt. Normal gör en vinkel med en vektor. Strömmen av vektorn av elektrisk fältstyrka genom den valda ytan är produkten av ytan på utsprånget av den elektriska fältstyrkanvektorn till den normala till platsen:

var är projektionen av vektorn till normal till platsen.

Eftersom antalet kraftledningar som tränger in enhetsplattformen är lika med spänningsvektorns modul i närheten av den valda plattformen, är strömmen av spänningsvektor genom ytan proportionell mot antalet kraftledningar som korsar denna yta. Därför kan en visuell ström av fältstyrkan hos fältet genom plattformen tolkas som ett värde som är lika med antalet kraftledningar som genomtränger den här plattformen:

.

(1.5)

Observera att valet av den normala riktningen är villkorat, det kan skickas till andra sidan. Följaktligen är strömmen värdet av algebraiska: flödesskylten beror inte bara på fältets konfiguration utan också på den ömsesidiga orienteringen av vektorn av normal och vektorn av spänning. Om dessa två vektorer bildar en skarp vinkel är flödet positivt om dumt är negativt. I fallet med en sluten yta är det vanligt att ta ut det område som omfattas av denna yta, det vill säga att välja en extern normal.

Om fältet är inhomogent och ytan är godtycklig, bestäms flödet av detta. Hela ytan måste delas upp i små elementområde, beräkna spänningsflöden genom var och en av dessa element och summera sedan flödena genom alla element:

Fältstyrkan kännetecknar således det elektriska fältet vid rymdpunkten. Strömströmmen beror inte på fältstyrkan på fältet vid en given punkt och från fältfördelningen över ytan av ett eller annat område.

Elektriska fältets kraftledningar kan endast börja på positiva avgifter och sluta negativt. De kan inte börja eller bryta i rymden. Därför, om det inte finns någon elektrisk laddning i någon sluten volym, så ska det totala antalet linjer som ingår i denna volym och utgående från det vara noll. Om fler linjer kommer ut ur volymen, som kommer in, är det inuti volymen en positiv laddning; Om linjer går in i mer än det kommer ut, så bör det finnas en negativ laddning. Med jämlikheten av den totala laddningen inom volymen av noll eller i avsaknad av elektrisk laddning genomträngs fältlinjen genom den, och det fulla flödet är noll.

Dessa enkla överväganden beror inte på hur elektrisk laddning Distribueras inuti volymen. Det kan vara beläget i volymen eller nära ytan som begränsar volymen. I volym kan det finnas flera positiva och negativa laddningar fördelade inom volymen på något sätt. Endast den totala avgiften bestämmer det totala antalet inkommande eller utgående spänningar.

Som framgår av (1,4) och (1,5), flödet av den elektriska fältstyrkanvektorn genom en godtycklig sluten yta, som täcker laddningen q, likvärdig. Om inuti ytan är n. Avgifter, sedan, enligt principen om superposition av fält, kommer det fulla flödet att lägga sig från strömmarna av fälten i alla avgifter och kommer att vara lika med var i detta fall är den algebraiska summan av alla avgifter som omfattas av en sluten yta är menade.

Gaussian teorem. Gauss Den först fann att det enkla faktumet att flödet av den elektriska fältstyrkanvektorn genom en godtycklig sluten yta bör associeras med en full laddning som är belägen inuti denna volym.