Transcript 8.1 电流元的辐射

第八章
电磁波辐射
第六章讨论了电磁波在无界空间的传播问题和
在分界面上的反射与透射问题，第七章讨论了电磁
波在均匀导波系统内的传播问题，所有这些讨论都
是假定电磁波已经建立，那么电磁波究竟是如何产
生的呢？本章将着手讨论该问题。
产生电磁波的振荡源一般称为天线。对于天线，
所关心的是它的辐射场强、方向性、辐射功率和效
率等。
天线按结构可分为线天线和面天线两大类，线
状天线如八木天线、拉杆天线等称为线天线，面状
天线如抛物面天线等称为面天线。
本章将首先从滞后位出发，根据矢量位求电流
元和电流环产生的电磁场，再介绍天线的电参数和
一些常用的天线。
8.1 电流元的辐射
如图8-1所示，设一个时变电流元 I l 位于坐标原
点，沿Z轴放置，空间的媒质为线性均匀各向同性的
理想介质。所谓电流元是指 l 很短，沿 l 上的电流
振幅相等，相位相同。由第五章介绍的滞后位知：
电流元 I l 产生的矢量位为
Il  jkr
A(r ) 
e
ez Az ez
(8-1)
4πr
z
Er
H
l
x
I
E
图8-1 电流元的坐标
r12
利用球坐标与直角坐标单位矢量之间的互换关系式
（1-20），可得矢量位 A在球坐标系中的三个分量
 Ar  Az cos 
为

（8-2）
 A   Az sin 
A  0
 
则电流元产生的磁场强度为
er
1
1

H   A 

 r 2 sin r
Ar
将式（8-2）代入上式，得
re


rA
r sin e


0

H  0
 r
H   0

 H   I l sin   jk  1 e  jkr

4π r 
r
（8-3）
将式（8-3）代入麦克斯韦方程   H  j E ，得
e r re r sin  e
其中
E
1
j 
 H 

j  r 2 sin   r
0
1


0

 E r e r  E e  E e

r sin  H 
Il cos  
1   jkr
jk


e
2
r
2π r 
Il sin  2
1   jkr
E   j

k
r

j
k


e
2
r
4π r 
Er   j
E  0
（8-4a）
（8-4b）
（8-4c)
下面分别讨论电流元附近和远距离处的电磁场表达
式。这里所讲的远近是相对于波长而言的，距离远
小于波长 (r   ) 的区域称为近区，反之，距离远大
于波长(r   ) 的区域称为远区。
1
(1)当r   ，即kr  1或 k  时，
e  jkr  1 ，那么
r
由式（8-3）和式（8-4）得
H 
I l sin 
Er   j
E   j
(8-5a)
2
4πr
I l cos 
2π  r
I l sin 
3
4 π  r
3
(8-5b)
(8-5c)
从以上结果可以看出，式(8-5a)与恒定电流元 I l 产
生的磁场相同。考虑到 I  j q ，式(8-5b)和式(8-5c)
与电偶极子 ql 产生的静电场相同。所以可把时变电
流元产生的近区场称为似稳场。
由式(8-5)还可以看出，电场与磁场的相位差
为  ，平均能流密度矢量
2


1
S av  Re E  H   0
2
这表明近区场没有电磁能量向外辐射，能量被束缚
在源的周围，因此近区场又称为束缚场。
1
kr

1
(2)当 r  1，即
或 k  时，式（8-3）和
r
式（8-4）中的 r 2 及其高次项可以忽略，并将 k  2

代入得
Il
sin e  jkr
2 r
Il
E  j
 sin e  jkr
2 r
H  j
(8-6a)
(8-6b)



式中
 为媒质的本质阻抗。由上式可见，电流元
产生的远区场具有如下特点：
(a)在远区，平均能流密度矢量
S av 



1
1
Re E  H   Re E e  H  e
2
2
2
2
 Il

er 
sin e r
2
2 2 r
E

这表明有电磁能量沿径向辐射，所以远区场又称为
辐射场。
(b)远区电场与磁场相互垂直，且与传播方向垂
直，电场与磁场的比值等于媒质的本质阻抗，
E
即 H  。

(c)远区电磁场只有横向分量，在传播方向上的
分量等于零，所以远区场为TEM波。
(d)远区场的振幅不仅与距离有关，而且还与观
察点的方位有关，即在离开电流元一定距离处，场
强随角度变化的函数称为方向图函数，用 f ( ,  )表示。
由式（8-6）可见，沿Z轴放置的电流元的方向图函
f ( ,  ) ，在电流元的轴线方向
sin 
( 上辐
 0 )
数为

(


90
)
射为零，在垂直于电流元轴线的方向
上辐射

最强。电流元的辐射场强与方位角 无关。
下面讨论电流元在远区产生的辐射功率。用一个
球面将电流元包围起来，电流元的辐射功率将全部
穿过球面，则电流元产生的总辐射功率为
2

Pr  S S av  dS  

0

2
  Il
  Il 
2
sin r sin d d 
 

 2 2 r
3

0
2
将   0  120代入上式，可得自由空间中电流元
的辐射功率为
l
Pr  40π 2 I 2  

2
(8-7)
此辐射功率是由与电流元相连的电源供给的，可用
一个电阻上的消耗功率来等效，则此等效电阻称为
辐射电阻。
根据
Pr 
1 2
I Rr
2
和式（8-7），可得电流元的辐射电阻为
2 l 
Rr  80π  

2
(8-8)
辐射电阻是用来衡量天线的辐射能力的，辐射电阻
越大意味着天线向外辐射的功率越大，天线的辐射
能力越强。
8.2 天线的电参数
一、方向图函数和方向图
在离开天线一定距离处，辐射场在空间随角度
变化的函数称为天线的方向图函数，用 f ( ,  ) 表示。
根据方向图函数绘制的图形称为天线的方向图。由
于天线的辐射场分布在整个空间，所以天线的方向
图通常是一个三维的立体图形。要绘制这样的三维
立体方向图是不方便的，通常工程上采用两个相互
垂直的主平面上的方向图来表示，即E面方向图和H
面方向图。
E面是指电场强度矢量所在并包含最大辐射方向的
平面，H面是指磁场强度矢量所在并包含最大辐射
方向的平面。
对于上节介绍的电流元，其方向图函数
为 f ( ,  )  sin 。采用极坐标，以  为变量，在 
等于常数的平面内，方向图函数 f ( ,  )  sin  的变
化轨迹为两个圆，如图8-2a所示。由于方向图函

数与  无关，所以在   的平面内，方向图函数
2
的变化轨迹为一个圆，如图8-2b所示。电流元的
立体方向图如图8-2c所示。
z
y
z
o


sin
sin900  1
y
x
图8-2b电流元H面方向图
图8-2a 电流元E面方向图
z
y
x
图8-2c 电流元立体
方向图
实际天线的方向图要比图8-2复杂。图8-3 为某
天线的方向图，它有很多波瓣，分别称为主瓣、副
瓣和后瓣。其中最大辐射方向的波瓣称为主瓣，其
他波瓣统称为副瓣，把位于主瓣正后方的波瓣称为
后瓣。
0
主瓣
后瓣
2 0
2 0.5
第一副瓣
图8-3 天线方向图的一般形状
 0 .5
  00
主轴
主瓣最大辐射方向两侧的两个半功率点（即场
1
强为最大值的
倍）之间的夹角，称为主瓣宽度，
2
也称半功率波瓣宽度，用2 0.5或 2 0.5表示。主瓣宽
度愈小，天线辐射的电磁能量愈集中，定向性愈好。
在主瓣最大方向两侧，两个零辐射方向之间的夹角，
称为零功率波瓣宽度，用
表示。由图8-2可见，
2 0

电流元的主瓣宽度
2，零功率波瓣宽

90
0.5
度 2 0  180。
副瓣最大辐射方向上的功率密度与主瓣最大辐
射方向上的功率密度之比的对数值，称为副瓣电平，
用dB表示。通常离主瓣近的副瓣电平要比远的高，
所以副瓣电平通常是指第一副瓣电平。一般要求副
瓣电平尽可能低。
主瓣最大辐射方向上的功率密度与后瓣最大辐
射方向上的功率密度之比的对数值，称为前后比。
前后比愈大，天线辐射的电磁能量愈集中于主辐射
方向。
二、方向性系数
为了从数量上说明天线辐射功率的集中程度，
可用一个参数—方向性系数来衡量。方向性系数的
定义为：在相等的辐射功率下，天线在其最大辐射
方向上产生的功率密度与理想的无方向性天线在同
一点产生的功率密度之比，即
S max
D
S0

Pr  Pr 0
Emax
E0
2
（8-9）
2
Pr  Pr 0
式中 S max 和 E max分别表示被研究天线的辐射功率密
度和场强，S 0 和 E 0分别表示理想无方向性天线的辐射
功率密度和场强。
天线的方向性系数也可以定义为：在天线最大
辐射方向上产生相等电场强度的条件下，理想的无
方向性天线所需的辐射功率Pr 0 与被研究天线的辐射
功率 Pr 之比，即
Pr 0
D
Pr
Emax  E0
（8-10）
对于被研究的天线，其辐射功率
2

2 2


E
(

,

)
E
1
1
max F ( ,  ) 2

Pr  S S av  dS  
dS   
r sin  d d
S 2
0
2 
0
0 0
2
2

E max r 2
2 0
02 0 F 2 ( ,  ) sin  d d
（8-11）
式中，F ( ,  )为归一化的方向图函数，其定义为
F ( ,  ) 
f ( ,  )
fm
f m 为方向图函数 f ( ,  )的最大值。
对于理想的无方向性天线，其辐射功率为
Pr 0 
E0
2
2 0
（8-12）
4 r 2
将式（8-11）和（8-12）代入式（8-10）得
D
4π

2π π 2
F ( ,  ) sin 
0 0
d d
（8-13）
由上式可以求得电流元的方向性系数为1.5。
三、辐射效率
实际使用的天线均具有一定的损耗，根据
能量守恒定律，天线的输入功率一部分向空间辐射，
一部分被天线自身消耗。因此，实际天线的输入功
Pr
率大于辐射功率。天线的辐射功率 与输入功率
A
之比称为天线的辐射效率，用
表示，即
Pin
Pr
A 
Pin
（8-14）
四、增益系数
方向性系数是表征天线辐射电磁能量的集中程
度，辐射效率则是表征天线的能量转换效率，将两
者结合起来就可以得到天线的另一个参数—增益系
数，其定义为：在相同的输入功率下，天线在其最
大辐射方向上产生的功率密度与理想的无方向性天
线在同一点产生的功率密度之比，即
S max
G
S0

Pin  Pin0
Emax
E0
2
2
Pin  Pin0
（8-15）
增益系数也可以定义为：在天线最大辐射方向
上产生相等电场强度的条件下，理想的无方向性天
线所需的输入功率 Pin 0与被研究天线的输入功率 Pin
之比，即
P
G
in 0
Pin
Emax  E0
（8-16）
若假定理想的无方向性天线的效率 A 0  1，那么
由上述关系，可得
G  AD
（8-17）
8.3 电流环的辐射
如图所示，一个半径为 a（a   ），载有电
流 i(t )  I cos  t 的细导线圆环，通常称之为电流环
或磁偶极子。此时可认为流过电流环的电流大小
和相位处处相等。
r

a
y
x
为了简单起见，把观察点放在 xoz 平面，即  0
平面上，不失一般性。电流环的矢量位
  Idl   jkR
(8-18)
A
e

4 c R
由【例3-2】知:
dl '  ad e
（8-19）

2a
a 

R  r 1
sin  cos    2


r
r


2
12
因为 r  a ，将上式展开为泰勒级数，取前两项，得
R  r  a sin cos  
1 1
a
 (1  sin cos  )
R r
r
则
e
 jkR
e
 jk r jka sin cos 
e
因为ka  2  a   1，所以

e
则
jka sin cos
 1  jka sin cos  
e  jkR e  jkr
a

(1  sin  cos  )(1  jka sin  cos  )
R
r
r

e
 jkr
r
(8-20)
a
(1  sin  cos    jka sin  cos  )
r
将式（8-19）和式（8-20）代入式（8-18），得
I a 2
 jk r
A
(
1

j
kr
)
sin

e
e
2
4 r
(8-21)
根据 H  1   A，求得电流环产生的磁场为

 j
1 
 jkr

cos

e


2
(kr ) 3 
 (kr )
(8-22a)
 1
j
1 
 jkr

sin

e
 

2
(kr ) 3 
 kr (kr )
(8-22b)
I a 2 k 3
Hr 
2π
I a 2 k 3
H 
4π
H  0
再根据麦克斯韦方程
的电场为
E   j
E
1
j 
  H ，可得电流环产生
  I a 2 k 2  j
4π
(8-22c)
1 
 jkr
sin

e
 

2
 kr (kr ) 
Er  E  0
(8-23a)
(8-23b)
对于电流环感兴趣的是其远区场，因 kr  1 ，
由式（8-22）和式（8-23）得
I a 2 k 2
I a 2 k
IS
 jkr
 jkr
H  
sin e
  2 sin e

sin e  jkr (8-24a)
4πr
4πr
r
E 
 I a 2 k
4πr
sin e
 jkr
IS
 H   2  sin e  jkr (8-24b)
 r
式中 S  a 2。上式表明电流环产生的远区电场与磁场
相互垂直，且与波的传播方向垂直。
电流环的平均功率密度为
S av 


2

2
1   I a 2 k 

er 
sin 2  e r
2
2  4πr 
E
辐射功率为
2

Pr  S S av  dS  

0
4 5 2  a 

 I  
3

利用关系式

1
1
Re E  H   Re E e  ( H  )e
2
2
Pr 
4

(8-25)
 1   I a 2 k 

 sin 2  r 2 sin  d d

 2  4πr 
0
2
(8-26)
1 2 ，可得电流环的辐射电阻为
I Rr
2
4
4
8 5  a 
a


(8-27)
Rr      320 6  
3


8.4 缝隙的辐射
如图8-5所示，在无限大且无限薄的理想导体平
面上开一个窄缝隙，缝隙的长度 l   ，宽度w   。
当缝隙被激励后，会向外辐射电磁能量而形成一个辐
射单元。在高速飞行器上使用这种辐射单元组成的天
线，由于它与飞行器的结构共形，因而不会妨碍飞行
器的高速飞行。
z
z
z
y
y
l
l
x
w
d
图8-5缝隙的结构
图8-6 磁流元
在高频电源的激励下，缝隙中将会产生电场，
由于 w  l ，再忽略缝隙两端的边缘效应，可以认
为缝隙中的电场是均匀的。根据理想导体的边界条
件，在 yoz 平面上缝隙以外区域，电场的切向分量
为零，缝隙中电场的切向分量 E y  U 。在 x  0 的半
w
空间，缝隙相当于一个等效磁流元，其等效磁流密
度为
J m  n  E x0  e x  (E y e y )  E y e z
(8-28)
也就是说，缝隙可以被等效为一个片状的沿 Z 轴放
置的线磁流元，如图8-6所示。根据与全电流定律对
偶的全磁流定律
 I m  c E  dl
(8-29)
积分路径 c 紧贴着磁流源，可得等效磁流强度为
I m  2E y w  2U
(8-30)
根据电流元的远区辐射场公式（8-6）和对偶原
理，可得磁流元的辐射场为
Im l
E   j
sin e  jkr
2 r
Im l
H  j
sin e  jkr
2 r
(8-31a)
(8-31b)
将式（8-30）代入上式，得缝隙在 x  0 半空间的
辐射场为
Ul
E   j
sin e  jkr
r
H  j
Ul
sin e  jkr
 r
(8-32a)
(8-32b)
在x  0 的半空间，由于等效磁流与 x  0 半空间
的等效磁流大小相等方向相反，所以缝隙在 x  0半
空间的辐射场为式（8-32）的负值。
缝隙的总辐射功率和辐射电阻分别为
2
1
1  E 2

Pr  ReS E e  ( H  )e  dS  
r sin  d d
2
2

S

1 


2 
0
2
Ul 
U 2l 2
3
  sin  2 d 
902
 
U2

Rr 
 45 
2Pr
l
2
(8-33)
(8-34)
8.5 对称振子天线
对称振子天线是由两段同样粗细和等长的导线
构成，在两段导线中间的两个端点对称馈电，如图
8-7所示。振子两臂的长为 l ，半径为 a   。
z
l
y
x
l
a
图8-7 对称振子天线
对称振子天线是一种最基本最常用的线天线，
既可以单独使用，也可以作为阵列天线的组成单元。
知道对称振子天线上的电流分布，就可以求出
其辐射场。要精确计算对称振子天线上的电流分布，
需要采用数值分析方法，计算比较麻烦。实际上，
对称振子可以看成是由终端开路的平行双线张开而
成，理论和实验均表明，细对称振子的电流分布可
以认为具有正弦驻波分布。设对称振子沿Z轴放置，
馈电中心位于坐标原点，如图8-8所示，则对
称振子上的电流分布可以表示为
I ( z)  I m sin k (l  z )
式中I m 为电流波幅，k  2 。

z
P
r'
dz'
z'

r
z'cos
x
图8-8 对称振子的辐射场
y
(8-35)
将对称振子看成是由许多电流振幅不同相位相
同的电流元组成。根据叠加原理，对称振子在空间P
点的辐射场就等于这些电流元在该点的辐射场的叠
加。
根据式(8-6)，电流元 I ( z )dz  产生的远区辐射场
为
I m sink (l  z  )dz 
dE  j
 sin e  jkr
2 r 
(8-36)
由于 r  l，可以认为 r // r ，在计算电流元至观察点
的距离时，可近似认为 r   r ，在计算电流元至观察
点的相位差时，r   r  z  cos  。那么对称振子的远区电
场为
 I m sink (l  z  )dz 
E   j
 sin e  jkr 
2 r 
l
l
60 I m e  jkr
j
sin l l sink (l  z  )e jkz cos dz 
r
j
60 I m cos(kl cos  )  cos(kl )  jkr
e
r
sin
(8-37)
根据方向图函数的定义，可得对称振子天线的
方向图函数为
cos(kl cos  )  cos(kl )
f ( ,  ) 
sin
(8-38)
由此可见，沿Z轴放置的对称振子天线的方向图函数
与方位角  无关，仅与方位角  和振子长度 l 有关。
图8-9绘出了几种不同长度的对称振子在天线所
在平面内的方向图，将这些平面方向图沿Z轴旋转一
周即构成空间方向图。由图可见，无论对称振子的
长度如何，天线在   0 和   180的轴线方向上都没
有辐射，这是因为每个电流元在轴线方向上辐射为
零。当天线的长度 2l   时，振子臂上的电流是同相
的，在   90上辐射场是同相叠加，合成场强最强，

所以  90 的方向为主辐射方向。当天线的长度 2l时，
振子臂上出现反向电流，出现了副瓣。
2l = /2
2l  3 / 2
2l  
2l  2 
图8-9几种对称振子天线的方向图
长度为半个波长的对称振子天线称为半波天线。
将
为

代入式（8-38），得半波天线的方向图函数
l
4


cos cos  
2

f ( ,  ) 
sin
(8-39)
由式（8-37）得半波天线的远区电场为
E  j
60 I m
r


cos cos  
2
  jkr
e
sin
因此，半波天线的辐射功率
(8-40)
2
 E
Pr  S S av  dS  
dS 
2

S
2






0





cos
cos





2
  r 2 sin  d d
 1  60 I m
sin

 2  r





0
2

2
cos
cos




2

 d
 30I m2 
sin

0

(8-41)
由此可得半波天线的辐射电阻为

2
cos
cos




2 Pr
2
 d
Rr  2  60
sin

Im
0

(8-42)
上式中的积分用数值方法求得其值约为1.218，那么
半波天线的辐射电阻为
Rr  73.1
由式（8-13）可求得半波天线的方向性系数为
D

4π
2π π 2
 0  0 F ( ,  ) sin  d d
4
2





0






0
2
 

cos
cos




  sin  d d
 2
sin






 1.64
(8-43)
8.6 天线阵
一、 方向图相乘原理
工程上需要天线具有高增益、高方向性，需要
各种形状的方向图，有时需要方向图尖锐，有时需
要方向图均匀，而前面介绍的单元天线很难满足这
些要求，人们自然想起将许多天线放在一起构成一
个天线阵，天线阵的方向图与每个天线的类型，馈
电电流的大小和相位有关，因此调整天线间的位置，
馈电电流的大小和相位，可以得到不同形状的方向
图，以适应工程的需要。
下面以二元阵为例，说明天线阵的基本原理和
特性。如图8-10所示，假设天线1与天线2为同一类
型的天线，在空间的取向相同，天线间的距离为d ，
它们至观察点的距离分别为 r1 和 r2，对于远区场，
可以近似认为 r1 与 r2 平行，在计算两天线至观察点
的距离时，可近似认为 r1  r2 ，在计算两天线至观察
点的相位差时，
r2  r1  d cos  。
z
P


I1

x
图8-10
d
y
I2
二元阵的辐射
假设天线2与天线1之间的电流关系为
(8-44)
I 2  mI1e j
式中 m、 为常数。那么天线2的辐射波到达观察点P
点时比天线1的辐射波到达P点时超前相位
  kd cos   
第一项是两天线的波程差引起的，第二项是两天线
的电流相对相位引起的。式中的  表示天线阵轴线
与平行射线之间的夹角。
若天线1在观察点P产生的场强为 E1 ，由于电场
强度与电流 I 成正比，所以天线2在P点产生的场强
为 mE1e j ，那么二元阵在观察点P产生的合成场强为
E  E1  E2  E1 (1  me j )
(8-45)
由此可见，合成场由两部分相乘得到，即第一部分
是天线1单独在观察点P产生的场强，与单元天线的
类型和空间取向有关，而与天线阵的排列方式无关。
j
第二部分
与单元天线无关，只与天线的相互
1  me
位置、馈电电流的大小和相位有关，这一部分称为
阵因子。因此，式（8-45）表明天线阵的方向图等
于单元天线的方向图与阵因子方向图的乘积，称为
方向图相乘原理。
二、均匀直线阵
所谓均匀直线式天线阵是指各单元天线以相同
的取向和相等的间距排列成一直线，它们的馈电电
流大小相等，而相位以相同的比例递增或递减。
z
r1
r2 r3
rN
rN

I1
o

I2
I3

I N 1
IN 
d
x
图8-11 N元均匀直线阵
y
图8-11所示为一个 N 元均匀直线阵，相邻两单
元天线间的距离为 d ，电流相位差为  。类似于二
元阵，相邻两单元天线间的相位差为
  kd cos   
(8-46)
则在观察点的合成电场强度为
E  E1  E 2  E3   E N
 E1 (1  e j  e j2  e j(N -1) )
利用等比级数求和公式，可得
E  E1
N
sin
式中，f ( )  2
sin
2
1 e
jN 
1  e j
 E1
N
2  E f ( )
1

sin
2
sin
(8-47)
为 N 元均匀直线阵的阵因子。
df ( )
根据 d  0，可以得到阵因子达到最大值的条件
  0 时各单元天线在观察
是：  0。由式（8-47）知，
点的电场同相叠加，得到最大值。由式（8-46）可求
出阵因子达到最大值的角度

 m  arccos(  )
(8-48)
kd
由此可见，阵因子的最大辐射方向取决于单元天
线之间的电流相位差和间距。如果不考虑单元天线的
方向性或单元天线的方向性很弱，那么天线阵的方向
性主要决定于阵因子。若电源天线的电流相位差  是
可调的，那么天线阵的最大辐射方向也是可调的，这
就是相控阵天线的工作原理。
若均匀直线阵各单元天线同相馈电时，即   0时，
由式（8-48）得
 m  (2m  1)

2
(m  0,1, 2,)
(8-49)
由此可见: 天线阵的最大辐射方向垂直于天线阵
的轴线，即天线阵的最大辐射方向在天线阵轴线的两
侧，所以称之为侧射式天线阵。图8-12为间距 d  
2
的四元侧射式天线阵的阵因子方向图。
120o
z
90o
60o
150o
30o
0o
0
180o
210o
y
330o
240o
270o
300o
图8-12四元侧射式天线阵的阵因子方向图
若均匀直线阵各单元天线之间的电流相位差   kd
时，由式（8-46）得
 m  m
(m  0,1, 2, )
(8-50)
天线阵的最大辐射方向在天线阵的轴线方向，称之为
端射式天线阵。图8-13为间距 d   的八元端射式天
4
线阵的阵因子方向图。 z
120o
90o
60o
150o
30o
180o
0o
0
210o
y
330o
240o
300o
270o
图8-13八元端射式天线阵的阵因子方向图