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文档简介

1、Shanghai Jiao Tong University移动通信中的电波传播与天线移动通信中的电波传播与天线第第5章章: 天线基本理论天线基本理论Assoc. Prof. Junping G34204663 Mordern Antenna Technology Institute, E.E. Dept., Shanghai Jiao Tong University2013105:08:142Basic theory of antennao Introductiono Maxwell equationo Basic concept:Radiation,Retarded potential (滞

2、后位)o Electric current elemento Magnetic current element (electric current loop)o Parameters5:08:143o The physical significance of Maxwell equationso Based on radiation and retarded potential, introduce the basic electric dipole and magnetic dipoleo Discuss the parametersIntroduction5:08:144Basic the

3、ory of antennaoIntroductiono Maxwell Equationo Basic concept:Radiation,Retarded potential (滞后位)o Electric current elemento Magnetic current element (electric current loop)o Parameters5:08:145Maxwell Equationo Discover the relation between the source and radiated fieldo Faradays law of inductiono Amp

4、eres law as amended by Maxwellt DJHtB E时变磁场激发时变电场传导电流和时变电场均激发时变磁场5:08:146 D0 BpThe principle of the continuity of the Magnetic flux穿过封闭曲面的磁通量恒等于0穿过封闭曲面的电通量等于该封闭曲面包围的自由电荷量pGaussian lawMaxwell Equation5:08:147EM ProblempAntenna ProblemProblem: Source-FieldInverse Problem: Field -Source distributionpSu

5、bstance:EM Boundary ProblempSummary:Solver- 3 kinds of BC Problem1st BC Problem(Dirichlet):Fields in all Boundary2nd BC Problem(Neumann): Normal fields in boundary;3rd BC problem,(Mixed BC Problem) or(Robbin):Some fields in boundary, some other normal fields in boundary.pRadiation BC:E(radiation at

6、infinity)05:08:148Basic theory of antennao Introductiono Maxwell equationo Basic concept:Radiation,Retarded potential (滞后位滞后位)o Electric current elemento Magnetic current element (electric current loop)o Parameters5:08:149Radiation,Retarded potential (滞后位滞后位)o Radiationo Retarded potential (滞后位)5:08

7、:1410辐射的基本概念o 根据麦克斯韦的两个旋度方程可知,n 磁场不仅能由传导电流产生,而且能由随时间变化的电场产生;n 电场不仅能由电荷产生,而且能由随时间变化的磁场产生。o 一般情况下电场随时间的变化率是可变的,因此由电场产生的磁场也是随时间变化的,这个变化的磁场又将激发出新的变化电场。o 由此可见,随着时间变化的电磁场,其电场和磁场永远是相互联系而不能分隔的,形成统一的电磁场。5:08:1411辐射的基本概念(续)o 假设自由空间中某一给定区域中的电场有变化。o 变化的电场变化的电场在邻近区域激起变化的磁场变化的磁场,这个变化的磁场又在较远处的区域激起新的变化电场,而后又在更远的区域激

8、发出变化磁场o 依此类推,这种由近及远,交替激起电场和磁场的过程,就是电磁波产生的过程,即电磁波电磁波的辐射过程的辐射过程。5:08:1412辐射的基本概念(续)o 怎样才能使一种装置(或电路)用作有效辐射电磁波的天线呢?o 一方面,某装置的工作频率要尽可能高工作频率要尽可能高,因为因为:电磁波的辐射依赖于变化的电场(即位移电流位移电流)和变化的磁场,因此电磁场变化的快慢决定着所激发场的强弱,也就决定着辐射能量的多少。换言之换言之,在一定场强下,频率越高,位移电流越强,从频率越高,位移电流越强,从而辐射的能量也越多而辐射的能量也越多。所以,某装置的波源频率是直接影响其辐射的一个因素。5:08:

9、1413辐射的基本概念(续)o 另一方面,装置的场源结构必须是开放系统场源结构必须是开放系统,从而使波源激发出的电场和磁场分布在同一空间。n 例如,施加在两块平行导体板间的波源激发的例如,施加在两块平行导体板间的波源激发的电磁场主要束缚在两极板之间,其辐射能力很电磁场主要束缚在两极板之间,其辐射能力很弱,但若将两块导体板拉开呈开放结构,则将弱,但若将两块导体板拉开呈开放结构,则将形成与空间耦合很强的系统,就可获得很强的形成与空间耦合很强的系统,就可获得很强的辐射。辐射。5:08:1414辐射的基本概念(续)o 一种装置可用作为天线必须具备两个条件: 波源的频率要高频率要高,频率越高,辐射的潜在

10、能越大; 结构应呈开放型式开放型式。5:08:1415赫兹偶极子5:08:1416偶极子的瞬时电场5:08:1417四分之一波长单极子E t5o5:08:1418四分之一波长单极子E t57o5:08:1419四分之一波长单极子E t60o5:08:1420四分之一波长单极子E t63o5:08:1421四分之一波长单极子E t116.5o5:08:1422四分之一波长单极子E t118o5:08:1423二分之一波长单极子E t30o5:08:1424二分之一波长单极子E t60o5:08:1425二分之一波长单极子E t90o5:08:1426二分之一波长单极子E t120o5:08:14

11、27二分之一波长单极子E t150o5:08:1428二分之一波长单极子E t155o5:08:1429对称振子 f01GHz5:08:1430对称振子 E t0o5:08:1431对称振子 E t45o5:08:1432对称振子 E t90o5:08:1533对称振子 E t135o5:08:1534对称振子 E t180o5:08:1535对称振子 H t0o5:08:1536对称振子 H t45o5:08:1537对称振子 H t90o5:08:1538对称振子 H t135o5:08:1539对称振子 H t180o5:08:1540对称振子 J t0o5:08:1541对称振子 J

12、t45o5:08:1542对称振子 J t90o5:08:1543对称振子 J t135o5:08:1544对称振子 J t180o5:08:1545时谐场的滞后位o 空间电磁波的场源场源是天线上的时变电流和电荷时变电流和电荷,因此辐射问题辐射问题就是求解天线上的场源在其周围空间所产生的电磁场分布。o 严格地说,空间电磁场的求解就是在天线几何形状确定的边界条件下解麦克斯韦方程组,在绝大多数情况下这显然是十分困难甚至是不可能的。o 因此,辐射问题的求解往往采用近似解法,即先近似选取天线上的场源分布,再根据场源分布求天线辐射场。5:08:1546时谐场的滞后位(续)o 根据天线的场源分布求其辐射空

13、间的电磁场,可采用直接解法和间接解法直接解法和间接解法。n 直接解法直接解法就是根据电磁场的复矢量和满足的非齐次矢量亥姆霍兹方程,由天线的电流分布直接求解E和H,这种解法的积分运算十分复杂;n 间接解法间接解法就是先由天线上的电流分布求解矢量磁位A,再由E和H与A间的微分关系求得E和H。这种解法的积分运算通常比直接解法要简单得多,因此多采用间接解法求解天线的辐射问题。5:08:1547时谐场的滞后位(续)o 由电磁场波动方程可知,若自由空间中有限区域内有时谐的体电流和体电荷分布,则矢量磁位A和标量电位V分别满足以下方程: (2.1) (2.2) 式中JAkA022022VkV2200k 5:0

14、8:1548时谐场的滞后位(续)o 方程(2.2)在自由空间中任一点处的解可写成为以下形式: (2.3) 此式代表体积V内的体电荷在点 处产生的电位,R是电荷元 到点 处的距离,即 。01( )( )4jkRveV rrdvR( )p r( )r dv( )p rRrr5:08:1549时谐场的滞后位(续)o 下面在直角坐标系下证明式(2.3)满足方程(2.2)。o 式(2.3)代入方程(2.2 )2222002201( , )1( , )()()441( , )()(2.4)4jkRjkRvvjkRjkRvx y z ex y z eVk VdvkdvRReex y zkdvRR 2221(

15、)()jkRjkRjkReekeRRR 由于5:08:1550时谐场的滞后位(续)得证o 注意到2是对场点场点坐标(x,y,z)作用,而体积分是对源点源点坐标(x,y,z)进行的 22200011( ,)()41( ,)4()4( , , )(2.5)jkRvjkRvVk Vx y zedvRx y z errdvx y z 5:08:1551时谐场的滞后位(续)o 矢量磁位方程(2.1)可分解为三个标量方程,而每个标量方程都同方程(2.2)类似,其解的形式也类似。 o 若时谐电流以体电流密度 分布在有限体积V中,则此体电流在场点 处产生的矢量磁位A为J( )p r0( )( )4jkRvJ

16、r eA rdvR(2.7) 5:08:1552时谐场的滞后位(续)o 式 (2.7) 就是矢量磁位方程(2.1)在自由空间中场点 处的解。o 由式(2.7)和(2.3)容易得到A和V的瞬时表达式为( )p r(2.8) 0( )cos ()( , )4vRJ rtvA r tdvR0( )cos ()1( )4vRrtvV rdvR (2.9) 5:08:1553o 式中相位因子 表明,自由空间中离开源点为R的观察点在某一时刻t的位场A和V是由时谐电流和电荷激发的,但它并不取决于同一时刻t的电流源和电荷源,而是取决于时刻时刻 (t-R/v) 的源的源。o 换言之,观察点的位场变化滞后于波源的

17、变化,滞后时间为R/v,这个时间即是电磁波在自由空间中传播距离r所需的时间。o 因此,通常称A为滞后矢量磁位为滞后矢量磁位,V为滞后标量为滞后标量电位电位。时谐场的滞后位(续)cos ()tR v5:08:1554o 根据时谐电流源解得A后,即可按以下两式确定E和H 时谐场的滞后位(续)(2.10) (2.11) 00)(AjAjE)(10AH 5:08:1555公式(2.10): 标量场的梯度的旋度恒等于零AAEEVVtt 或()00BAEAAEttttV ( )标量电位标量电位V说明:说明: 前面的负号是由静电场静电场E V引出的5:08:1556A的散度确定的洛仑兹规范条件t AA和和的

18、的非齐次非齐次波动方程波动方程JAAt222222t 说明:这样的方程使A和分离,便于求解,多数情况下采用5:08:1557天线基本理论o 介绍o 麦克斯维方程o 辐射的基本概念和滞后位o 电流元和磁流元的辐射电流元和磁流元的辐射 o 天线的基本参数5:08:1558电流元和磁流元的辐射电流元和磁流元的辐射o电流元电流元(electronic-current element)o磁流元磁流元(magnetic-current element)5:08:1559o 电 流 元 又 称 为 基 本 电 振 子 或 电 偶 极 子(electronic dipole),指的是无限小的线性电流单元,即其

19、长度远小于工作波长,线上的电流振幅和相位处处相同(均匀分布)。o 任何实际天线上的电流不可能均匀分布,但赫兹电偶极子是具有同电流元相似结构和特点的实际振子,而且任何实际的线天线都可以分解为许许多多个电流元。电流元电流元5:08:1560o 将电流元沿圆球坐标系的z轴放置,使它的中心与坐标原点重合,电流沿正z轴方向,如图2. 1所示。在式(2.7)中,电流元的电磁场电流元的电磁场(EM-Field)zIzsJvJzdadddzzkRzlljkRARIlzRIeAae4ad4j0220此式对点电流元是精确的,对 的电流元则是近似精确的。l (2.12)5:08:1561图2.1 电流元的电磁场5:

20、08:1562电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)o 将式(2.12)代入式(2.11),可得zzzzzzzzAAAAHa1a1a1a (10000)()()()(a )0z 式中利用了场论恒等式,并注意到(2.13)5:08:1563电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续))a)(4a)4(zRjkRzjkRaReRIlIleH将式(2.12)代入式(2.13),并将其在圆球坐标系下展开,得)a)(42zRjkRjkRaReRjkeIl5:08:1564电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)因故上式变为21sin ()4jkRIljkHaeRRsin)sincos(aaaaaaRRzR

21、(2.14)5:08:1565电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)由于自由空间中的场点无源(J=0),直接利用麦克斯韦方程求出EEaEaRHRRaHRajHjERRR)(1)sin(sin11100jkRRejkRRIlE)11 (cos22022011sin (1)4jkRkIlEjeRjkR k R (2.15)式中(2.16)(2.17)5:08:1566电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)o 电流元的磁场只有沿 向的分量H, 电场只有沿R向和向的分量ER和E o 电场和磁场互相垂直。o 若用电力线和磁力线描述电流元产生的电场和磁场:n 则其电力线处于圆球的子午面(包括电流元轴线

22、的平面)内,n 而其磁力线则与圆球的赤道面(90o的平面)平行。5:08:1567电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)o 从式(2.14)和(2.15)可见,电流元的三个场分量都随距离R的增加而减少,通常按距离R的大小将电流元的电磁场分成为三个区域:近区、远区和中间区。o 近区和远区的分界点,按式(2.14)中括号内的两项大小相等得到,即1kR5:08:1568电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)(1)近区场(Near field)近区场, 即1kR2RlR 且在此区域中,22111RkkR1ej kR于是,式(2.14)和(2.15)可以近似为 2sin4jkRIlHeR(2.18)

23、5:08:1569301cos2jkRrIlEjeR301sin4jkRIlEjeR(2.19)(2.20)2sin4jkRIlHeR(2.18)近场区又称Fresnel区5:08:1570电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)o 这说明,近区场比较复杂,可认为是感应场;o 近区场,电场的径向(r)分量不为0,磁场只有横向分量,类似TMo 近区场主要涉及高频、微波电路的传输问题o 近区场占耦合的主要部分;o 低频RFID问题也主要是近区场的问题;o 最新的片上天线及片上无线互连问题,也主要是近区场的问题,低传输效率的毫米波。5:08:1571电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续) (2)远

24、区场(Far field)远区场o此时电流元的电磁场主要由具有1/R的项决定,而具有1/R2和1/R3的项可以忽略不计。一般的实用天线都工作于远区远区。o这样,在式(2.14)及(2.15)中仅保留含有1/R的项1kR即2R在此区域中,22111RkkR5:08:1572远场区又称远场区又称Fraunhofer区区这样,在式(2.14)及(2.15)中仅保留含有1/R的项kRkRRIljHRIljEjj0esin2esin2 (2.21)5:08:1573电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续)由此可知此远区场具有以下主要特点: 电场只有一个分量E 磁场也只有一个分量H 它们相互垂直,且垂直于

25、径向( ) 其复坡印亭矢量这说明电流元的远区辐射场:是一个沿径向传播的TEM波波,电磁场能量沿径向辐射径向辐射,所以远区场远区场又称为辐射场辐射场;Ra2*0122RavSE Ha ES5:08:1574电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续) 无论是E 还是H,其空间相位因子均为o 即远区辐射场的等相位面是球面等相位面是球面,其对应的TEM波是球面波。o 显然,当R很大时,球面上某一很小区域上的波可视为平面波。o 因kRje0HESSavE 和H同相,且5:08:1575电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续) E 和H均与距离R成反比,与电流及电流元的电长度(l/)成正比,这是因为辐射场来

26、源于波源之故; 场的振幅与极角有关,即正比于sin ,但与方位角无关。这表明电流元的远区辐射场具有方向性,在相同距离R的情况下不同方向(变化)上的各点场强不同。辐射场的方向性是实际天线的一个主要的特征。5:08:1576电流元的电磁场(续)电流元的电磁场(续) (3) 中间区场o 中间区场:是介于近区和远区之间的区域,在此区域内,电流元的电磁场与1/R、1/R2和1/R3项成正比,各项的大小相差不多,故不可忽略任何一项,o 此区域中的场是感应场和辐射场的组合感应场和辐射场的组合,因此无需专门讨论。o 事实上,对实际应用的天线,一般工作于远对实际应用的天线,一般工作于远场区。场区。5:08:15

27、77电流元的辐射方向图 o 任何实用天线的辐射都具有方向性方向性,o 通常将天线远区辐射场的振幅振幅与方向间的关系用曲线表示出来,这种曲线图被称之为天线的辐射方向图方向图,o 而将离开天线一定距离R处的天线远区的辐射场量与角度坐标间的关系式称为天线的方方向图函数向图函数,记为 ),(F5:08:1578电流元的辐射方向图(续)(续) o 电流元的远区辐射场量在相同距离R的球面上不同方向的各点,场强是不同的,它正比于sin,因此电流元的方向图函数为o 为了作出电流元的辐射方向图,将电流元中心置于坐标原点,向各个方向作射线,并取其长度与场强的大小成正比,即得到一个立体图形,也就是得到电流元的立体方

28、向图,它的形状像汽车轮胎。 sin)(),(FF5:08:1579电流元的立体方向图5:08:1680电流元的辐射方向图(续)(续) o 天线的立体方向图一般较难画出,通常只作出相互垂直的两个平面内的方向图,即E面和面和H面面方向图。 o 电流元的E面方向图处于子午面,即电场分量E 所处的平面内的方向图,故称为E面方向图面方向图;o H面方向图处于赤道面内,即与磁场分量H平行的平面内的方向图,故称为H面面方向图方向图。 5:08:1681o 二维平面方向图可以在极坐标系中绘制,也可以在直角坐标系中绘制,但在极坐标系中绘制的方向图较为直观,因此较为常用。o 在极坐标系中绘制的电流元的E面和H面方

29、向图如图2.2(b)和(c) 所示。电流元的辐射方向图(续)(续) 5:08:1682电流元方向图:E面方向图5:08:1683电流元方向图:H面方向图5:08:1684o 显然,E面方向图关于电流元的轴线呈轴对称分布,在=90o方向出现最大值“1”,其他方向上的矢径按sin作出,而在轴线(=0o和=180o)上其值为零.o 在H面(=90o)上,各方向上场强均相同,故其方向图是一个单位圆。o 这样,将E面方向图绕电流元的轴线旋转一周即可得到电流元的立体方向图。电流元的辐射方向图(续)(续) 5:08:1685电流元的辐射功率和辐射电阻 o 天线辐射的平均功率平均功率可以由平均功率密度在包围天

30、线的球面上的面积分来得到ravsPSds(2.22) 2002*)sin2(2221ReRIlaEaHESRRav2220020)(40sin)sin2(2IldRILdPr(2.23) 5:08:1686o 按照电路理论,天线辐射的总功率可以假设被一个等效电阻等效电阻Rr所吸收,即当等效电阻Rr上的电流等于天线上的最大电流时,其损耗功率就等于天线的损耗功率,这个等效电阻Rr就称为辐射电阻辐射电阻。于是,有电流元的辐射功率和辐射电阻(续)(续) rmrRIP221(2.24) 5:08:1687o 其中Im为天线激励电流的最大值激励电流的最大值,o 令IIm,(2.23)代入(2.24)即得电

31、流元的辐射功率和辐射电阻(续)(续) (2.25) 22)(80lRr天线辐射电阻的大小反映了其辐射能力,一般总希望天线的辐射电阻越大越好。但对电流元,因 ,如取 ,可算得, 故其辐射能力很差。l100l079. 0rR5:08:1688天线在不同区域的辐射效果5:08:1689磁流元o 磁流元又称为基本磁振子或磁偶极子,它是指一个长度远小于波长长度远小于波长( ),其上有均匀磁流分布的线性振子。o 自然界中不存在磁荷,当然也不存在磁流。o 利用虚拟的磁荷和磁流来分析一些电磁场问题特别是某些天线的辐射问题会使计算大为简化。o 实际上,对于周长远小于波长的小电流环周长远小于波长的小电流环和一个无

32、限大又无限薄的理想导体板上开一长度远小于波长长度远小于波长的窄缝的窄缝都近似具有磁流元的特性,所以分析磁流元也具有实际意义。l5:08:1690磁流元的辐射场(续)(续) o 根据电磁对偶性原理,由电流元远区辐射场的表达式可直接写出磁流元远区辐射场的表达式HRlIERIHkRMkRM0jj0esin2jesin2j(2.26) 5:08:1691o 上式表明:磁流元也辐射球面波,且基本特性与电流元相同,o 只是场强分量是E 和H ,而不是E 和H ,因此最大辐射方向上电场的极化方向与电流元的正好叉开90o. 磁流元的辐射场 5:08:1692小电流环的辐射 o 对如图2.3 (a)所示的半径和

33、周长远小于波长的小电流圆环(也可以是方环),可等效为如图2.3(b)所示的磁流元。o 设小圆环处于xoy平面内,环的中心与坐标原点重合,并设小环的面积为s,则小环的磁偶极矩pM与电流I间的关系为MpIs5:08:1693(a)小电流圆环 (b)等效的磁流元5:08:1694o 同电流元的情况相比较,小电流圆环可视等值异号的磁荷+qM和-qM所构成的磁偶极子,其磁偶极矩为。o 令小电流圆环的磁矩等于磁流元的磁偶极矩,则有小电流环的辐射(续)(续) lqPMMMq lIs(2.27) 式中:当环内有磁芯时,式中:当环内有磁芯时,为磁芯的导磁率为磁芯的导磁率5:08:1695小电流环的辐射(续)(续

34、)o 磁流IM与磁荷qM间的关系:dtdqIMM复数形式 MMqjIMI ljIs磁流元的磁流元的IMl和小电流环的和小电流环的Is间的关系间的关系(2.28) 5:08:1696小电流环的辐射(续)(续)o 将上式代入式(2.26),即得到小电流环在远区的辐射场表达式jkRrjkRresRIEesRIHsin22sin22(2.29) 其中 相当于电流元的长度l,故称它为小电流环的有效长度小电流环的有效长度,记为le,当小电流环内无磁芯时,则有rs)2(sle25:08:1697o 小电流环的辐射方向图与电流元的辐射方向图形式完全相同,但两者的E面和H面的方向图应互换。同时利用引出的小电流环

35、的有效长度,可直接根据电流元的辐射电阻公式(2.25)导出小电流环的辐射电阻,即4242232080slRrer小电流环的辐射(续)(续)(2.30) 5:08:1698o 若环中无磁芯,则上式中r1。o 可见,小电流环的辐射电阻反比于4,而电流元的辐射电阻则反比于2;o 因此,当环的尺寸不变而波长增加时,辐射电阻将急速下降;o 所以其辐射能力比电流元还要弱。小电流环的辐射(续)(续)5:08:1699天线基本理论o 介绍o 麦克斯维方程o 辐射的基本概念和滞后位o 电流元和磁流元的辐射 o 天线的基本参数天线的基本参数5:08:16100天线的基本参数天线的基本参数 回波损耗及工作带宽 输入

36、阻抗 天线的方向图及有关参数 效率 增益系数 等效高度 极化5:08:16101回波损耗(反射系数)|S11|o 天线可看作连接在传输线末端的一个负载o 传输线馈入信号的端口处的反射系数o 表征传输线(端口)与天线阻抗匹配的综合指标o 工作频段n 一般:|S11|-10dBn 工程:|S11|-15dBn 手机:|S11|-6dBIm|I|5:08:16102输入阻抗典型的传输线系统5:08:16103输入阻抗(续)o 传输线上特性阻抗o 传输线上任一点处复电压与复电流的比值定义为该点处的输入阻抗,)()()()(zIzUzIzUZc)()()(zIzUzZin5:08:16104输入阻抗(续

37、)o 用z代替z( )cossinllcU zUzjI Zz()cossinllcUI zIzjzZtan( )tanlcincclZjZzZzZZjZz 5:08:16105输入阻抗(续)o 电压反射系数电压反射系数)()()(zUzUzU1( )1( )1( )1incczZzZZz 5:08:16106说明:当 时, ,即负载端无反射负载端无反射。 当 时,从负载端产生一个朝波源方向运行的反射波,此反射波到达波源时,若波源阻抗与特性阻抗不相等,则它将再次被反射。llclZZ11clcllZZZZclZZ 0lclZZ z0 负载阻抗与终端反射系数间的关系负载阻抗与终端反射系数间的关系5:

38、08:16107输入阻抗(续)o 一般传输线的特性阻抗为50或75 o 天线接头的特性阻抗也为50或75 o 如果天线无热损耗,天线在电路中的等效负载就是天线的辐射电阻,o 对于谐振结构天线,当天线处于谐振频率时:n 天线对外辐射性能最强,辐射电阻处于最大值n 输入阻抗虚部为零n 输入阻抗相位为零5:08:1610850端口匹配偶极子天线天线回波损耗天线回波损耗5:08:1610950端口匹配偶极子天线输入阻抗实部输入阻抗实部5:08:1611050端口匹配偶极子天线(续)天线等效阻抗虚部天线等效阻抗虚部5:08:1611150端口匹配偶极子天线天线等效阻抗相位天线等效阻抗相位5:08:161

39、1250端口匹配偶极子天线(续)o 回波损耗|S11|较小的频点是传输线或馈电端口与天线等效负载阻抗匹配或接近匹配o 回波损耗|S11|较小的频点与天线谐振的频点并不一致,所以此时天线的辐射效率并不高o 回波损耗|S11|是一个综合指标5:08:16113天线的场域5:08:16114天线的方向图及有关参数o 天线主要用于远区场的辐射/接收o 天线的主要特性参数为主瓣宽度、副瓣电平、前后比、 方向性系数、效率、增益、 等效高度、以及极化、输入阻抗等。5:08:16115o 在球坐标系中天线至场点距离处的远区辐射远区辐射场场量只是角度和的函数,这个函数就是方向图函数 天线的方向图及有关参数(续)

40、(续),F5:08:16116o 通常将方向图函数关于其最大值进行归一化的函数称为归一化方向图函数,o 记为o 按归一化方向图函数绘制的方向图称为天线的归一化方向图。天线的方向图及有关参数(续)(续),maxFF,f5:08:16117o 显然,下图中示出的电流元的E面和H面方向图也是归一化的方向图(因为其最大辐射方向上的最大值为1)。o 天线的方向图虽能描述空间不同方向上辐射能量的大小,但具体量的概念不够明确,因此也采用另外一些特性参数来描述天线的方向性的性能。天线的方向图及有关参数(续)(续)5:08:161185:08:16119定向天线方向图5:08:16120主瓣宽度o 当天线的E面

41、和H面方向图具有如上图所示的多瓣形状时,通常将天线最大辐射方向所在的波瓣称为主瓣,其余的波瓣称为副瓣(或旁瓣)及后瓣(或尾瓣)。o 在主瓣两侧分别取辐射功率(场强)等于最大值方向的辐射功率的1/2(场强的 )处的两点,这两点间的夹角称为主瓣的半功率点张角,记为 ,或称半功率波束宽度(或更简单地称为主瓣宽度)。o 从极坐标的坐标原点向主瓣的两侧引射线,这两根射线间的夹角称为主瓣零点宽度,记为210.5 E H3dBE H(22),)或(025:08:17121副瓣电平o 实际天线的方向图往往有若干个副瓣。o 紧靠主瓣的副瓣称为第一副瓣,依次称为第二,三,副瓣。o 通常用副瓣电平来表示天线副瓣的强

42、弱,定义为任一副瓣的最大值与主瓣最大值之比,并以dB作单位。o 最靠近主瓣的第一副瓣其电平最高.o 天线副瓣的辐射,无论对通信还是雷达来说都是有害的,它直接影响天线性能的优劣程度.5:08:17122前后比(FBR)o 天线的前后比是指天线最大辐射方向(前向)电平与其相反方向(反向)电平之比,通常也用dB作单位。o 天线的前后比反映了天线的前、后向隔离程度或抗干扰能力。天线的前后比应尽可能高些。5:08:17123方向性系数o 由于上述与方向图有关的参数只能表示同一天线在空间各个不同方向辐射能量的相对大小,但却不能反映天线在全空间中辐辐射能量的集中程度射能量的集中程度。为了定量衡量天线的方向性

43、,下面引入天线方向性系数这一重要参数。5:08:17124方向性系数(续)(续)o 方向性系数: 天线在远区最大辐射方向上某点的平均辐射功率密度 与平均辐平均辐射功率相同的无方向性天线射功率相同的无方向性天线(各向同性天线)在同一点的平均辐射功率密度 之比,记为D,即avax)(Smav)(S02maxmax200E(S)(S )rravPRavPRDE相同, 相同相同, 相同22max0max0000();();12022avavEESS式中 (2.31) 5:08:17125o 对无方向性天线,因 方向性系数(续)(续)204)(RPSravrPRED6022max(2.32) RDPEr

44、60max(2.33) 5:08:17126o 由此可见,在平均辐射功率相同的情况下,有方向性天线在最大辐射方向上的场强是无方向性天线的场强的 倍,即最大辐射方向上的平均辐射功率增大到D倍。o 这表明天线在其他方向辐射的部分功率加强到其最大辐射方向上,且主瓣越窄,加强到最大辐射方向上的功率就越多,则方向性系数也越大。方向性系数(续)(续)D5:08:17127o 若已知天线的归一化方向图函数,则天线在空间任意方向上远区的电场强度的模及平均辐射功率密度分别为 (2.34) (2.35) 方向性系数(续)(续),maxfEE240,2,22max02fEESavShanghai Jiao Tong University5:08:17129例2.1 求沿z轴放置的电流元的E面主瓣宽度和方向性系数。5:08:171305:08:17131效率 o 由于实际天线中导体和介质都要引入一定的欧姆损耗,因此天线

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