1tom - 0686.htm
87
Это поперечна-магн. поле типа ТМ относительно радиального и аксиального направлений (в случае ы&гп. диполя возникает лоперечно-электрич. поле типа ТЕ). Вблизи источника, в квазистационарной зоне,
наз> сопротивлением излучения, т.е.
откуда
е
р _ о и≈
Ш)2/Зс ( J / ∙
, помимо компонент поля, уносящих энергию в тех же Упрощающих предположениях сопротивление я, следовательно, убывающих с расстоянием как г~\\ излучения малой рамочной А. (о-С^2) равно R'a ≈ присутствуют ещ╦ и т.н. поля индукции, убывающие ^2(А:2а)2>ЛЕЦ/Зс. Эти ф-лы теряют силу при />А/2, пропорционально г 2иг 3. Это реактивные поля, в них когда становятся заметными эффекты запаздывания i и И сдвинуты по фазе на л/2 (как в стоячих волнах), эл.-магн. возмущений, распространяющихся вдоль иро-поэтому плотность потока мощности в них (Пойнтинга водов.
вектор П = (с/4л)[.Б.Н]) осциллирует с удвоенной часто- Элементы теории антенн. Прямая задача теории той и в ср. за период 2л/ы^ Т точно равна нулю. Однако д в общем случае состоит в определении поля излуче-без этой части поля невозможно вблизи элементарных источников
сформировать бегущие составляю- / /** ^.~^\\ /<£-≈^ ^^ \ щие поля, уносящие энергию. На / / / * - *tt^ - *- N N \\ рис. 5 приведена картина последовательного «отпочкования» полей, построенная в соответствии с ф-ламп (1). В первой четверти периода (0*O^7V4) формируется квазиэлектростатич. поле AV изменение» к-рого во времени созда╦т азимутальное магн, поле Я , ортогональное Яе; при t= Т/2
квазистатич. поле Е исчезает, но от него отрываются замкнутые сами на себя (и уже чисто вихревые), взаимно «сцепленные» линии EQ и И , образующие автоном.
ную тороидальную ячейку сферически расходящейся волны. Это происходит примерно на расстояниях r~;t от диполя, т. е, на такой сфере, по экватору к-рой укладывается целая длина волны в окружающей диполь среде. Это общее свойство любого излучателя, характеризуемого произвольным иигттпм вптгаапт,≥ ттг>т.и т п Рис. 5. Электрические силовые линии: а ≈ около электрического диполя (при условии HDI-VI числим Яс1рисщш1 иолл ио постоянства варнда); б ≈ г ≈ отделившиеся от диполя: 6 ≈ через Vj периода колебаний углу (cos no); отрыв ПОЛЯ излуче- (Va) Т после подсоединения генератора (заряд на диполе отсутствует); в ≈ через (а/а) Т ния происходит с поверхности, {масштаб измен╦н); г ≈ через (!/4> Т (масштаб измен╦н).
ваз. каустикой, вдоль к-рой укладывается целое число волн, г≈ «Jt; при этом фа- имя по заданной оде, приложенной на «входе» А. При зовая скорость «вращения» такого возмущения по этом «вход» или входную поверхность, через к-рую по-поверхности сравнивается со скоростью света в ок- ступает энергия от генератора, стремятся выбрать там,
ружающеи среде.
где поле можно достаточно уверенно считать заданным
Реальный вибратор (а также рамка с током) имеют (сторонним), определяемым только параметрами источ-
разрывы (рис. 6), куда подключаются идущие от гене- ника. Поле вдали от А., как правило, нельзя найти без
ратора фидерные (обычно двухпроводные) линии пере- отыскания всего поля, т. е. без решения ур-ннй Макс-
I дачи. Следовательно, поступление вепла с соответствующими граничными условиями (в
1)_ энергии происходит через место та- нестационарных задачах ещ╦ и с нач. условиями) на
" кого разрыва, где П^=0, тогда как границах раздела сред с разными е, ji (или в общем слу-
Рис.
всюду на проводящих поверхностях чае для неоднородных е, |^J. Такие краевые задачи чрез-А. (в отсутствие омических потерь) вычайно сложны, поэтому теория развивается в двух П└=0 (п ≈ нормаль к поверхности), направлениях: 1) строгое решение (или решение со Однако при отыскании внеш. поля разрыв можно заме- строго контролируемой точностью) упрощ╦нных мо-нпть металлич. поверхностью и пустить по ней поверх- дельных задач; 2) приближ╦нное исследование реальных ностный магн. ток /пПоВ--(г/4л)[я/';СТОр], где >;СТ1у, - ("«и близких к реальным) устройств, К первым можно заданное стороннее поле на разрыве до замены. Этот отнести решения для малых по сравнению с длиной вол-ток будет играть роль источника, возбуждающего поле ны Tejl (идеально проводящих или диэлектрических) во внешпем по отношсаию к сплошному металлич. телу простейшей формы (шар, цилиндр, эллипсоид). При пространстве, поэтому создаваемое им поле должно произвольных размерах строгое решение, напр, для всюду (кроме области, близко примыкающей к месту идеально проводящего шара или цилиндра, получается разрыва) совпадать с полем электрич. тока, фактически в разделяющихся переменных, но для сфероида это уже текущего по металлу. Отыскание распределения этого невозможно. Однако если сфероид сильно вытянут (что тока составляет один из аспектов теории металлич. адекватно тонкому симметричному вибратору) удается А В случае короткого (г<Л) вибратора ток ш нему рас- построить схему решения методом логарифмически пределен приближ╦нно однородно, что позволяет вы- малого параметра и т. п. Важную роль играют строгие разить полную мощность излучения через амплитуду /: решения, полученные для полубесконечных металлич. г _ _,_. ,.,,└,└└ систем (метод факторизации) и примененные к отыска нию ноля излучения открытых концов волноводов. Ре-
По отношению к фидерной линии эта мощность как бы шена скалярная задача о поле точечного источника поглощается в нек-ром нагрузочном сопротивлении в фокусе бесконечного идеального параболич. отража-
X
X 111
93
")
}
