Учебная работа. Реферат: Поля и Волны

Волновой
процесс всегда
переносит
энергию и импульсы.
Нас интересуют
волновые процессы
ЭМВ.

Конечная
скорость всех
волновых процессов.
В случае ЭМВ
— это скорость
света.

Независимость
волновых процессов
друг от друга.
В этой комнате
существуют
поля самых
разных частот,
поля р/станций,
света и т.д.

Волновые
процессы, различные
по физической
природе, описываются
одним и тем же
математическим
аппаратом.

Под
волновым процессом
понимают возмущение
некоторой
величины в
пространстве,
перемещающееся
с конечной
скоростью,
переносящее
мощность без
переноса вещества.

7.2.
Плоская ЭМВ
в идеальной
среде.

Под
плоской ЭМ
волной понимают
волновой процесс,
у которого
составляющие
электрического
и магнитного
полей изменяются
в одинаковой
фазе в плоскости
перпендикулярной
направлению
распространения.




(7.2.1.)
rot H = j a
E 
Используем
для анализа


  1 — е
и 2 — е уравнения

(7.2.2.)
rot E = — j a
H 
Максвелла

Источники,
создающие
плоские волны
не входят в эти
уравнения. Мы
рассматриваем
волновые процессы
в дальней зоне,
т.е. в пространстве
за пределами




зарядов
и токов. Решим
уравнения
относительно
Е и Н.



Из
уравнения
(7.2.1.) выразим Е и
подставим в
(7.2.2.):




E
= ()
rot H

 

()
rot (rot H) = — ja
H

  

rot rot H = grad div A — 2
H

  

grad div H — 2
H = 2
aa
H



т.к.
div H = 0 — четвертое
уравнение
Максвелла

 

2
H + k2 H = 0
однородное
волновое ур-е
Гельмгольца
(7.2.3.)

k2
= 2aa

точно
так же из
второго уравнения
получаем



уравнения
для вектора
Е:

• 

  
  

2
E + k2 E = 0 —
однородное
волновое ур-е
Гельмгольца
(7.2.4.)

В
развернутом
виде запишем
уравнения:

()
+()
+()
+ k2 H = 0
(7.2.5.)

Решать
такое уравнение
трудно. Предположим,
что источник
ЭМ колебаний
находится очень
далеко от той
области, где
рассматриваем
волны.

r1

r2

r3

т.к. источник
очень далеко,
то расстояния
до точки можно
считать одинаковым.
Из физического
смысла задачи,
можно утверждать,
что изменения
полей по координате
y, х нет, т.е.:

=
= 0

()
+ k2 H = 0
(7.2.6.)

Для
плоской ЭМВ
волновое уравнение
упрощается.
Решение уравнения:

H(z)
= A e — jkz + B e
jkz 
в обычной форме

H(z,t) = e jt
(A e — jkz + B e
jkz) 
если поле зависит
от времени.




H(z,t) = h 
означает, что
поле векторное.




H(z,t)
= h [A e j(t-kz)
+ B e j(t+kz)]
(7.2.7.)

Выделим
составляющую
поля c амплитудой
А:




Ha(z,t)
= h A e j(t-kz)
— в комплексной
форме.

(7.2.8.)

Выделим
из комплексного
выражения
действительную
часть:




Haреал(z,t)
= Re Ha(z,t) = h A
cos(t
— kz) (7.2.9.)

z1
z2

Фотография
процесса в
момент времени
t = t1, t = t2.
С какой скоростью
перемещается
фронт с одинаковой
фазой ? Выясним
это:

Ф1
= t1
— kz1 ;
Ф2 = t2
— kz2
(7.2.10.)

прибор
регистрирует
одинаковую
напряженность,
надо потребовать,
чтобы Ф1
= Ф2

t1
— kz1 = t2
— kz2

k
(z2 — z1)
= 
(t2 — t1)

=
Vф —
называется
фазовой скоростью
волны.

k = 

a
a

Vф
=
—
зависит от
свойств среды,

где
распространяется
ЭМВ.

0
= 8,85*10 –12
,
0
= 4*10-7
,

V = 3*108
(7.2.11.)

 —
называют
пространственную
периодичность
волнового
процесса.

 —
это длина пути,
которую проходит
фронт с одинаковой
фазой за период,
или- это есть
расстояние,
которое проходит
фазовый фронт
за 1 период.

в
т. Z1
Ф1 =
t
— kz1

в
т. Z2
Ф2 =
t
— kz2

Ф1
— Ф2 = 2

z2
— z1 =
=


k =

— волновое
число

Vф
=
=
f 

если в вакууме,
то

Vф
= c

Vф
= f 

(7.2.12.)

Выясним
связь напряженностей
Е и Н в ЭМВ:

 

rot H = j 
a
E

 

rot E = — j 
a
H

Спроектируем
уравнение на
оси координат:

.
. .

 i j
k

rot H =

Hx
Hy Hz

-()
= ja
Ex

=
ja
E;

0 = ja
Ez



Ez
= 0

-()
= — ja
Hx , 0 = —
jaHz

= — j a
Hy , Hz
= 0 (7.2.13.)

В
ЭМВ отличны
от нуля только
две составляющие
в плоскости

плоскости
распространения:

-()
= jaEx

j k Hy
= ja
Ey

(7.2.14.)

Это
лишний раз
подчеркивает,
что сферические
волны излучателя
в дальней зоне
превращаются
в плоские ЭМВ.

 

Ориентация
векторов Е и
Н.

 

Для
плоской ЭМВ
Е всегда 
Н.



Покажем,
что величина
Е Н = 0:




E
H = E H cos (E H) = 0

(i
Ex + j Ey)
(i Hx + j Hy)

ExHx
+ EyHy­
= Zc HyHx
— ZcHxHy
= 0

Ex
= Zc Hy
; Ey
= — Zc Hx




E

H всегда в плоской
ЭМВ




H
= y0 A e j(t-kz)
общая запись


 плоской
ЭМВ.

H
= x0 A Zc
e j(t-kz)

(7.2.15.)

поскольку
в рассматриваемой
задаче рассматривается
только один
источник, то
учитываем
только волну
с амплитудой
А. В пространстве
имеются

 

2 взаимно
перпендикулярных
поля ( Е и Н). Как
определить
направление
переноса энергии
?

  

Пср
= ()
Re [E H*]

Итоги:



Составляющие
Е и Н лежат в
плоскости
перпендикулярной
направлению
распространения
и изменяются
в фазе (там где
max Е там max Н, и наоборот)

Отношение
=
Zc определенная
величина в
случае вакуума
Zc = 120 .
Плоская ЭМВ
однородная.

Амплитуды
Е и Н не зависят
от поперечных
координат.

У
плоской ЭМВ
Ez = 0 , Hz
= 0.

7.3.
Плоские волны
в реальных
средах.

Предыдущий
анализ относился
к идеальным
средам. В реальных
средах часть
энергии будет
теряться в
среде, значит
амплитуда волны
будет убывать.
Любая реальная
среда — набор
связанных
зарядов (диполей),
могут быть и
свободные
заряды.

Часть
энергии переходит
в тепло. Количественно
опишем процесс.

В
реальных средах,
при гармонических
воздействиях
проницаемости
величины комплексные:

 = `a
— j a«

 = a`
— j a«
(7.3.1.)

Все
рассуждения
и результаты
сохраняют силы,
но параметры
а
а
— комплексные.

Амплитудные
соотношения.

С
этой целью
рассмотрим,
что представляет
собой волновое
число в реальной
среде:

____
_________________

k
= 

aa
= 

(a`-
ja«)(a`-
ja«)
= 
— j
(7.3.1.)

поскольку
величины а
и а
— комплексные,
то k —
тоже величина
комплексная.
К каким последствиям
это может привести
? рассмотрим
волновой процесс:


 

H
(z,t) = y0 A e
j(t-kz)
= y0 A e
t-(jz)
=



= y0
A e 

e j(t-
(7.3.3.)

Параметр

получил название
коэффициента
затухания. 
— фазовая постоянная
— вещественная
часть волнового
числа.

Vф
= 
/ 
в реальных
средах

(7.3.4.)

понятие

было введено
для идеального
диэлектрика.
Если затухание
мало, то можно
выбрать точки,
где поля отличаются
по фазе на 2
и считать, что
это .
Если затухание
очень велико,
периодичность
процесса теряет
смысл (соленая
вода), понятием

можно пользоваться
условно.

Количественная
оценка.

Рассмотрим
поведение
амплитуды в
точках:

в
т. Z1 
H(Z1) = A e —
1

в
т. Z2 
H(Z2) = A e —
2

Изменение

a
= 20 lg ()
= 20 lg ()
=

=
20 lg e 2-
1
= 20 
(Z2 — Z1)
lg ℓ

Z2
— Z1 = ℓ

a = 8,69 
l [дБ] (7.3.5.)

во
столько раз,
пересчитанных
в дБ уменьшилась
амплитуда поля
.

Под
глубиной
проникновения
поля понимают
расстояние,
на котором
амплитуда поля
убывает в е
раз




(вектор
Е и Н).

Изменение
поля Н = A e —
.
На расстоянии
равном глубине
проникновения
в точке Z = 0, Н1
= А

в
т. Z = 0
H2 = A e —


=
е = е — 
; 
0
= 1

0
=

(7.3.6.)

Фазовые
соотношения

Воспользуемся
понятием
“характеристическое
сопротивление
cреды”

____ ________________

Zc
= 
=
a`
— ja«/
a`-
ja«=Zc
e j
(7.3.7.)

в
реальных средах
Zc величина
комплексная.
Поведение

 

Е и
Н в реальной
среде:




H(z,t)
= y0 A e —

e j(t-




E(z,t)
= x0 A Zc
e — 
e j(t-
=



= x0
A Zce
— 
e j(t-


(7.3.8.)

Модуль
характеристического
сопротивления
означает отношение
амплитуд между
электрическим
и магнитным
полями, а фаза
характеристического
сопротивления
показывает
величину сдвига
фаз между

 
 

Е и
Н. В реальных
средах всегда
Е и Н сдвинуты
на некоторую
величину.

Волновой
процесс в реальных
средах

Расчет
коэффициента
затухания и

фазовой
постоянной
в реальной
среде

Проведем
расчет для
частного случая,
широко используемого
на практике.

реальная
cреда не магнитный
диэлектрик.

a
= a`-
ja«
; a
= a`-
j0 = 

(7.3.9.)

(почва,
вода)

порядок
расчета:

1) Из общих
выражений для
k:

____________

k
= 
— j
= 

(a`-
ja«)
a`

(7.3.10.)

Выделим
вещественную
и мнимую часть.
Для этого левую
и правую часть
возведем в
квадрат, т.к.
надо избавиться
от радикалов:

2 —
2 j
— 2
= 2a`a
` — j2a«a`

Два
комплексных
числа тогда
равны, когда
равны и вещественные
и мнимые части.

 2
— 2
= 2
a`a`



 2

= 2
a«a`

2
a`a`
= q — обозначим

2
a«a`
= 2
a`a
=
q tg 

=
tg 
(7.3.11)

 2
— 2
= q ; 
=



 2

= q tg

2
— ()
tg2
— q = 0

4
— q2
— ()
tg2
= 0

2
=

Какой
знак взять +
или — ?

Исходя
из физического
смысла оставляем
только +, т.к. 
— будет отрицательная.

2 =
(1
+ 
1 + tg2)

 = 

(
1 + tg2
+ 1) (7.3.12)

для 
решение аналогичное:

 = 
(7.3.13)

Выводы:

1.
По определению
Vф =

Vф
=

tg 
=

Vф
зависит от
частоты. встретились
с явлением
дисперсии.
Зависимость
Vф от
f называется
дисперсией.
идеальная среда
не обладает
дисперсией.

 =
0 — идеальная
среда

 
0 — реальная

Рассмотрим
поведение ЭМВ
в двух случаях:

1) Среда
с малыми потерями,
малым затуханием:

tg 
tg
, тем > .
(7.3.15)

2) Среда
с большими
потерями.

tg

>> 1

 =

tg


= 

 =

= 

tg

=

 = 
=

(7.3.16.)

0
=

Пример:

Определить
во сколько раз
уменьшается
амплитуда волны
на расстоянии
равном длине
волны (в среде
с большими
потерями).

e

= e
= e 
= e 
= 540 раз

7.4.
Групповая
скорость плоских
волн

Все
реальные сообщения
занимают определенный
спектр частот
и возникает
вопрос, какой
реальный сигнал
передается
?





1
2
3

В
реальных средах,
каждая гармоническая
составляющая
передается
со своей скоростью
1
2
3.
С какой скоростью
передается
сигнал ?

рассмотрим
простой случай,
когда сообщение
состоит из двух
гармонических
сигналов:

1
= A cos (1t
— k1 Z)

2
= A cos (2t
— k2 Z)
(7.4.1.)

Рассмотрим
сложение двух
сигналов:


= 1
+ 2
= A [cos (1t
— k1 Z) + cos (2t
— k2Z)]


= 2A cos ((1
—)
t — (k1 —)
Z) *

*cos ((1
+)
t — (k1 +)
Z)

=



= 0

=

k
=
k0


 > tзап.
Запаздыванием
процесса колебании
от одной точки
к другой можно
пренебречь.
Т — период колебаний
источника;

tзап
— время запаздывания
при распространении
сигнала в цепи.

предположим
l — линейные размеры
цепи, С — скорость
света, тогда
tзап
=
.
Если Т >>


Т С >> l, т.к. Т С = ,
следовательно:

 >> l — условие
квазистационарности.

(1.3.1.)

Если
условие квазистационарности
выполняется,
то можно пользоваться
теорией цепей.
Когда условие
квазистационарности
не выполняется,
нужен другой
анализ. В сантиметровом
и оптическом
диапазонах
используется
теория поля.

1.4.
Векторные
характеристики
электромагнитных

полей.

Для
полного описания
свойств электромагнитных
полей нужно
знать положение,
величину и
направление
в пространстве
четырех векторов.



Е —
вектор напряженности
электрического
поля.



Е(х,
у,z,t) 
[В/м]



D — вектор
электрического
смещения



D(x,y,z,t)

[кл/м2]



Н —
вектор напряженности
магнитного
поля.



Н(х,у,z,t)

[А/М]



В —
вектор магнитной
индукции



В(x,y,z,t)

[Вб/м2]



Е, В
— характеризуют
силовые характеристики
полей.



D,H —
характеризуют
источники ЭМП

1.5.
материальные
уравнения
среды.

Материальные
уравнения
устанавливают
связь между
векторными
характеристиками
электромагнитных
полей одинаковой
природы. рассмотрим
связь между
векторами D и
Е, В и Н.

Электромагнитные
процессы могут
протекать в
самых разных
условиях.
Электромагнитные
волны пронизывают
ионосферу (от
спутника до
земной антенны).
От свойств
среды зависят
условия распространения.
Физики подробно
дают ответ на
такие вопросы
(физика твердого
тела, физика
плазмы и т.д.).
В простом
представлении
(грубая модель)
среды

разделяют
на диэлектрические
и магнитные.
Диэлектрические
среды состоят
из зарядов
одинаковой
величины и
противоположных
по знаку (диполей).

+

— pэ
= q ℓ — электрический
момент.

Многочисленные
эксперименты
и строгие
теоретические
выводы подтверждают
связь:

 

D = a
E

где
а
— абсолютная
диэлектрическая
проницаемость

среды.

Для
вакуума
a
= 0
= 8,85 * 10-12
[Ф/м].

Вводят
понятие относительной
диэлектрической
проницаемости:
a
= отн
0

отн
=

В
справочной
литературе
указаны значения
отн.
Для магнитных
веществ ситуация
аналогичная:

 

B = a
H

a
— абсолютная
магнитная
проницаемость.

Для
вакуума:

a
= 0
= 4 
* 10-7

Для
удобства расчетов
вводят понятие
относительной
магнитной
проницаемости
:

отн
=

Выражения
(1.5.1.) называют
материальными
уравнениями
среды.

 

D
= a
E

 

B = a
H

 

пр
= 
E (1.5.1.)

пр
— плотность
тока проводимости
[]

 —
удельная проводимость
среды [].

1.6.
Методы описания
физических
явлений и расчета

устройств
СВЧ диапазона.

• Электродинамика,
  как основа
  описания физических
  явлений в СВЧ
  диапазоне.

  
  

• Уравнения
  Максвелла, как
  обобщение
  экспериментальных
  законов электричества
  и магнетизма.

  
  

5

Лекция
2

Интегральные
уравнения

электромагнитного
поля.

2.1.
теорема Гаусса
для электрического
поля.

2.1.1.
Теорема Гаусса
для магнитного
поля.

2.2. закон

2.3. Закон
электромагнитной
индукции.

2.4. закон

2.1.
Теорема Гаусса
для электрического
поля.

Интегральные
уравнения
электромагнитного
поля являются
обобщением
экспериментальных
законов и являются
постулатами.

теорема
Гаусса устанавливает
связь между
потоком вектора
электромагнитной
индукции

, проходящим
через замкнутую
поверхность
S и зарядами
находящимися
внутри поверхности.
Теорема Гаусса
является обобщением
закона Кулона.

q-внутри
S

D
dS = q =

S

0
вне S (2.1.1.)

Если
заряд вне
поверхности,
то П = 0, т.к. сколько
зарядов вошло,
столько и вышло.

внутри
заряженной
поверхности
могут быть
самые разные
распределения
зарядов.

(2.1.2.)

Физическое
понимание этих
соотношений
роль и сила
теоремы Гаусса.
Она позволяет
судить о процессах
происходящих
внутри не проникая
туда. К примеру,
поток 
0, значит внутри
S есть что-то,
что создает
поток. Если
П=0, то там ничего
нет, нет источников
полей.

Практическое
использование
теоремы Гаусса,
рекомендации.
Форма поверхности
произвольная.
Любая. Как
распорядиться
свободой ? Цилиндр,
сфера, куб и
т.д. разные
поверхности,
разные сложности.
Универсальная
рекомендация.
Если поверхность
выбрана таким
образом, что
вектор

будет постоянен,
то можно использовать
теорему Гаусса.

S

Пример:
Рассчитать
вектор
,
создаваемый
бесконечно
длинной заряженной
нитью с линейной
плотностью
L.

По
теореме Гаусса
(2.1.2.) имеем:

 

D
dS = q

Этап
1. Выбор замкнутой
поверхности.
Цилиндр высотой
h и радиусом r.



Этап
2. Вычисление
потока вектора
D:


    

D
dS = 2 
D dS + 
D dS = D 2
r h

Sосн
Sбок

этап
3. Вычисление
заряда:

q
= 
L
dl = L

dL = L
h

L

этап
4. Применение
теоремы Гаусса:


 

D
2
r h = L
h ; D = (L
/ 2
r) r0

2.1.1.
теорема
Гаусса для
магнитных
полей
—



устанавливает
связь между
потоком вектора
В и источниками
магнитного
поля. Магнитных
зарядов в природе
нет.

 

В
dS = 0 (2.1.1.1.)

S

Cто
лет назад этими
двумя интегральными
уравнениями
ограничивались
познания человечества
о природе.

2.2.
Закон полного
тока. ток смещения.

К
середине 18 столетия
большинство
ученых пришли
к выводу, что
между магнитными
и электрическими
явлениями нет
ничего общего,
это разные
явления. К началу
19 века накопились
факты, утверждающие,
что существует
связь между
электрическими
и магнитными
явлениями.
Датский ученый
Эрстед сделал
открытие, описав
явление, но
объяснение
этого явления
тогда было
неправильно.
Факт — если
пропустить
по проводнику
электрический
ток, то в окружающем
пространстве
возникает
вихревое магнитное
поле
,
направленное
по касательной.
Стрелка компаса
отклоняется.

(2.2.1.)

Физический
смысл:
Источниками
магнитных полей
являются движущееся
заряды, т.е. ток.



Введем
понятие плотности
электрического
тока пр
— количество
зарядов, проходящих
в единицу времени,
через единичную
площадку 
к ней направленную.

На
площадке S выделим
элемент площадью

S, покажем направление
площади и плотность
тока проводимости:


пр

 

 I = пр
S

 

I = 
I
= 
пр
dS (2.2.2.)

S S

В
некоторой
ситуации имеет
место сложное
распределение
тока.

Выделим
в системе некоторый
контур L, охватывающий
часть токов.
Вклад в циркуляцию
вектора Н дают
только токи,

охватывающие
выделенный
контур:

  n

 H dl = 
Ik
(2.2.3.)

L
k=1

I1
I2
I3
I4
I5

Для среды
с непрерывным
распределением
тока:

   

 H dl = 
пр
dS (2.2.4.)

S

Магнитное
поле могут
создавать не

только
движущиеся
заряды, но и пе
—

ременное
электрическое
поле.

2.2.1.
Ток смещения:

Попытаемся
на различных
участках этой
цепи вычислить
циркуляцию


вектора
Н.

 

= Н dl = Iпр
(2.2.1.1.)

L1

Передвинем
постепенно
контур L1
к обкладкам
конденсатора.
Описанное
равенство пока
выполняется.

 

Неверно

H dl = 0 
H = 0 ? ? ?

L2

Магнитное
поле ведь было
до обкладок,
почему же оно
исчезло ?

Максвелл
показал, что
магнитное поле
есть, его порождает
переменное
электрическое
поле
что между
обкладками
есть ток смещения.

По
Максвеллу:

 

правильно


H dl = Iсмещ
(2.2.1.2.)

L2

В
общем случае
могут протекать
как токи проводимости,
так и токи смещения.

H dl = Iпр
+ Iсм
закон

Зависимость
полей от времени.

Соотношение
между токами
проводимости
и смещения.

В окончательных
выражениях
зависимость
от времени
исчезает хотя
она всегда
известна, ее
можно восстановить.

Значительно
упрощается
дифференцирование
и интегрирование
по времени,
дифференцируем

умножаем на
j
, интегрируем

делим на j