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脉冲瞬变电磁场

作者:快乐28 发布时间:2020-12-31 10:24 点击数:

  电磁场专题研究读书报告 脉冲瞬变电磁场 ——从一篇论文谈起 张卓鹏 2003 年 1 月 4 日 1 目录 1.概述…………………………………………………………………3 1.1 脉冲通信系统……………………………………………………3 1.2 瞬变电磁场理论概论……………………………………………5 2.瞬变电磁场在同轴线中的传播……………………………………7 3.瞬变电磁场的发射…………………………………………………11 3.1 瞬态电流元的辐射………………………………………………11 3.2 无限长圆柱天线的瞬态辐射……………………………………13 4.瞬变的磁场的接收…………………………………………………15 5.有耗介质中的瞬态电磁场…………………………………………18 5.1 瞬态均匀平面波在有耗介质中的传播…………………………18 5.2 瞬态球面波在有耗介质中的传播………………………………20 附录……………………………………………………………………24 参考文献………………………………………………………………25 学习体会………………………………………………………………25 文档写作分工:2、3、5(部分)——宋成森 1、4、5(部分)——张卓鹏 摘要:通过频域的方法对瞬态电磁场的研究,本文浅显的探讨了和脉 冲通信相关的电磁场的发射、接收和传播问题。 2 1. 概述 我们的专题研究是从文章 Impulse Radio: How It Works 开始的。 该文从通信领域的角度对超宽频脉冲无线电技术的原理进行了精练 的讲述。 在经过广泛的阅读研究之后,我们对该文以及其所涉及的内容有 了一定深度的了解。在本文中,我们将从多个方面谈一谈对该文谈及 的理论的肤浅见解。 我们将抛开通信理论,重点讨论一下与脉冲无线电相关的电磁场 领域的问题,主要集中探讨脉冲瞬变电磁场的传播、发射与接收。 本文多数为相关书籍的内容,但其中也有相当部分为我们的个人 理解,因此难免出现错误,敬请老师批评指正。 1.1 脉冲通信系统 在详细论述瞬变电磁场理论之前,我们先来简要的关注一下我们 所谈及的论文的内容。 用电磁脉冲作为信息载体构成的通信系统(在空间传播的是载有 信息的慢衰减电磁脉冲,而不是经调制的正弦波)又称为超宽带通信 系统。 超宽带通信是以经数码调制的瞬态电磁脉冲在自由空间传播来 传递信息为基础的。 图中是一个以电磁脉冲作为信息载体的语言通信 发射机框图。其原理是用声码器将模拟语言信号变为数字信号,利用 3 数字复接器将 n 路语音数字信号按时分复用汇接成单一的复合数字 信号,利用数字信号控制伪码产生器,产生高速的的随机序列,码长 可达 31 位甚至更长。用这一伪随机序列调制电磁脉冲源,产生峰值 图 1.1.1 电磁脉冲发射机框图 功率达到兆瓦至吉瓦量级的窄脉冲,其宽度为纳秒到皮秒量级,经电 磁脉冲辐射器向一定方向辐射出去。 图 1.1.2 是与图 1.1.1 发射机相 应的接收机框图。 其工作原理是利用一个高速触发器将收到的电磁脉 冲变成常规数字信号, 然后利用数字相关滤波器把收到的伪随机序列 的检测出来, 并用数字锁相环实现接收机时钟与发射机伪随机序列时 钟同步,最后把复合数字信号分离成 n 路数字信号,并恢复成模拟语 音信号。 4 图 1.1.2 电磁脉冲通信接收机框图 脉冲无线 ns 的非常窄的时域脉冲传播信号,其能 量分布在从 DC 到几 GHz 的范围之内。 它将 1bit 的信息包含到多个脉 冲时跳间隔中以实现信号的脉冲调制, 具有优异的抗干扰能力。 同时, 该技术采用了码分多址的复用方法, 应用伪随机数列的相关性进行调 制与接收,从而做到多用户。这些内容所涉及了信息论、数字脉冲技 术、信号与系统、随机理论等多门学科的知识,我们将不再论述。以 下来谈一谈本文的主要研究内容。 1.2 瞬变电磁场理论概论 以上该论文所谈及的脉冲无线电技术中,与瞬变电磁场有着密切 的联系,这就是本文要研究的主要内容。但是,它与我们所学习的电 磁场理论有着很大的不同。对于瞬变电磁场的研究,从上个世纪六十 年代就开始了,在七八十年代有了飞快的发展,并在遥感与目标识别 5 领域有着应用。 但在通信领域, 一 直到 90 年代末,才开始了相关的 理论研究。 比如上文所谈到的论文 就是写于 1998 年。 在传统的电磁场理论中,我们 着重研究了随时间按正弦规律变化的稳态场,即时谐场。这是与传统 的通信技术有关的,因为在一般的射频与微波技术中所传播的调幅、 调频和调相无线电信号,都是在单一载波上携带的,其频带很窄(见 图 1.2.1) ,因此信号也近似为单一频率。而在脉冲无线电技术中, 所传递的电磁波不再是时谐的,同时在频域上有着超大的带宽。这就 造成了瞬态电磁场与时谐电磁场有着很大的差异。例如,由于其宽带 特性,在电磁场的传播过程中,色散将非常的严重,这就是说,我们 无法再将其看作是近似没有色散的, 色散也就成为了我们必需要关注 和讨论的问题。 我们对于瞬变电磁场的研究是以叠加原理为基础的。这个原理在 《电磁场与电磁波》[4]教材中有详细的论述:如果在我们所研究的区 域内及边界上,媒介的ε 、μ 、σ 都于场强无关,即我们处理的是线 性媒质,那末麦克斯韦方程所描述的系统就是线形系统,根据线形系 统的叠加原理,若 Ei、Di、Bi、Hi,i 从 1 到 n,是给定边界条件下麦 克斯韦方程的多个解,则 ? Ei 、? Di 、? Bi 、? Hi 必是麦克斯韦方 i ?1 i ?1 i ?1 i ?1 n n n n ω c-Ω ω c ω c+Ω 图 1.2.1 AM 调幅波频谱 程在同一边界条件下的解。 叠加原理是线形系统普遍适用的物理学原 理,其更为广义的描述是:在线形系统中,若干个原因的总效应,等 6 于各原因单独存在时引起效应的总和。 应用叠加原理可使问题变得容 易求解。在求解系统对一个激励的响应时,我们把激励分解成若干分 量,使系统对各分量的响应容易求得。再根据叠加原理,对各分量的 响应求和,即得系统对实际激励的总响应。根据信号与系统理论,用 傅立叶积分变换作为分解的数学工具, 把一个瞬态的时间过程分解成 各频率分量稳态过程的叠加。实际上,在这个过程中,时域的问题已 经变成了频域问题。先在频域求出问题的解,再经过逆变换求得时域 解。这就是频域法,是解决瞬态电磁场问题的经典方法。然而,只有 极少数问题在实频域有解析解并可以得到解析解的逆变换结果。 在本文中,我们将分别就瞬变电磁场的传播以及其发射与接收问 题作更为深入的讨论。 2. 瞬变电磁场在同轴线中的传播 如果传输线是理想的, 阶跃信号或脉冲信号在无限长的传输线中 传播不会发生畸变。但实际上传输线是有损耗的,信号在传播过程中 肯定会发生畸变。对同轴线而言,衰减主要来自趋肤效应损耗。 我们知道传输线上电压,电流满足传输线方程: dV ( z ) ? ? jkZ c I ( z ) dz dI ( z ) ? ? jkY cV ( z ) dz 其中 jk ? (R ? j? L )(G ? j?C ) ? ? ? j ? (2.a) 7 Zc ? 1 R? j?L ? Yc G? j?C k、Zc(或 YC)均为复数。 传输线方程的解是: V ? V i e ? ki z e j (?t ?kr z ) ? V r e ki z e j (?t ?kr z ) 1 i ?k z j (?t ?k z ) I? V e e ? V r e k z e j (?t ? k z ) Zc ? i r i r ? k、Zc 是传输线的两个特征参数。k 叫传输线的传播常数,其实部 kr 表示波的传播, v p ? 的特征导纳。 ? kr ,? ? 2? ,虚部 ki 表示波的衰减,在 z 方向按 kr e ? ki z 衰减,叫做衰减常数。ZC 叫做传输线的特征阻抗,YC 叫做传输线 在同轴线内外导体上的损耗于趋肤效应有关。我们知道,对于电 导率不是无穷大的非理想导体,每单位表面积阻抗为 j?? / ? 。 设同轴线外半径 b,内半径 a,当 b 比 a 大得多时,内导体的表 面积阻抗是起主要作用的。 这样在每单位长度的同轴线上由趋肤效应 引入的串联阻抗近似为 zs ? 1 2a? j?? ? =K ? 2 ?1 ? j ? 其中 K= ? 2? a ? 1 这样,(2.a)式中 R 用 z s 代替。 试验表明,对大多数聚乙烯材料的介质同轴线,介质的损耗与趋 肤效应引起的导体损耗相比式可以忽略的。于是令(2.a)式中 G=0, 得 jk ? (Z s ? j? L ) j?C 8 设在整个有效的频带内,损耗很小,满足 K 展开来近似 jk ? L 。 C ? 2 ? L ,上式用二项式 ? j? ? 2 L C 1 ? Zs K ? j? L C ? j? L 2R0 j? 其中 R0 ? jk 的实部为传输线的衰减常数 ? ,由上式可得 ?( f ) ? K ? 2R0 f 所以由趋肤效应引起的衰减与频率的平方根成正比,且同轴线内径 a 越大,电导率越高,损耗越小。 取 z=0 为同轴线的输入端,z=l 为同轴线的输出端。假设同轴 线无限长,没有反射波,则系统的传递函数为 G(s) ? e ? jk ( s ) l ?e ?l L C s e ?l K s 2 R0 求逆变换可得系统的冲击响应 g (t ) ? A? ?3/ 2 e? B / ? u(? ) 其中 A ? lK 4 R0 ? ,B ? ( lK 2 ) ,? ? t ? l L C 4 R0 此式是假设在在 z=0 入射 ? (t ) 脉冲时,传输 l 距离后的波形。 于是可以求出输入为单位阶跃函数 u(t)时,在 z=l 处的波形 h(t ) ? cerf ( B ? )u (? ) 9 其中 cerf ( x) ? 1 ? erf ( x) ? 2 ? ? ? x e ?2? d ? ,称为补余误差函数。 利用规一化时间坐标作出 g(t)和 h(t)的图形:令 ? ? 得 Bg (? ) ? 1 ? B , ? ? ?3 / 2 e?1/ ? u (? ) 1 h(? ) ? cerf ( ? )u(? ) 对于特定的传输线,常数 B 可以通过试验数据获得。 以下是 g(γ )的曲线 g(γ )的曲线 由冲激响应的表达式,我们可以看出:随传播距离 l 不同,各点的 冲激响应是不同的。因此随着传播距离的变化,接收的波形也不同。 并且距离越远, 色散越大。 我们认为这种通信方式不适合远距离通信, 因此在参考文献【7】中提出的,用超宽带宽通信的方法实现视频点 10 播是很难实现的。 3. 瞬变电磁场的发射 3.1 瞬态电流元的辐射 z 此瞬态电流元由电荷的瞬间 运动产生。如图,在 z 轴上原点 两边对称放置+q 和-q 两电荷, 相距 2l。设从 t=-l/v 时刻开始, +q 以均匀速度 v 匀速向-q 移动, 在 t=l/v 时刻到达-q,速度立刻 变为 0。 电流密度 J ? ? v ,其中电荷密度 ? ? q? ( x)? ( y)? ( z ? vt ) z l ? ?ez q? ( x)? ( y )? (t ? ), t ? ? ? v v J (r , t ) ? ? ?0, t ? l ? v ? 所以 2l r+l cosθ y r-l cosθ r 图 3.1.1 瞬态电流元模型 取上式的傅立叶变换,得频域的电流密度 j? z / v ? , z ?l ??ez q? ( x)? ( y )e J (r , ? ) ? ? ? ?0, z ? l 式中 ez ? ?1/ v 。 则 z ? l 区间的电流强度为 11 ??qe j? z / v , z ? l ? I ( z, ? ) ? ? Jdxdy ? ? ? s ?0, z ? l (3.1.a) z 轴上的电流元 Idz 在远区 r (r ,? , ? ) 处的 E 按下式计算: e ? jkr sin ? eik cos ? z I ( z )dz 4? r 其中,k=? /c dE? ? j??0 (3.1.b) 所以(3.1.a)式的电流分布的远区场为 E? (? ) ? j??0 i cos ? z i? eikr sin ? (?q) ? e c e v dz 4? r ?l l ? z = ?? q e e sin ? 4? r ? i? r c l ? i? (? ? cos ? ) c ?e ? ? cos ? l i? (? ? cos ? ) c , 其中? ? c / v 求傅立叶逆变换,得(3.1.a)式瞬态电流元的远区场 E? (t ) ? ?? q sin ? ? l r ? l cos ? l r ? l cos ? ? ? (t ? ? ) ? ? (t ? ? )? ? 4? r ? ? cos ? ? v c v c ? E? (t ) 波形如图 E? (t ) 1 ?( ? l cos ? ) v 0 1 l cos ? ( ? ) v c ? ?t? r c 图 3.1.2 瞬态电流元的远区场 从图中我们可以得到瞬态辐射的一些性质 (1) 辐射场是一正一负两个脉冲,两个产生辐射场的点,一个是电荷 的突然加速点,一个是电荷的突然减速点,所以辐射场是电荷 的 12 加速运动产生的。 (2) 各方向辐射的时域波形不同,两个脉冲的间距随 ? 变化。 (3) 各方向辐射场的幅度不同。 3.2 无限长圆柱天线的瞬态辐射 无限长圆柱天线是一个理论模型。如果天线足够长,加在天线 输入端的电压脉冲足够窄, 则在天线上的电流脉冲从激励点到达终端 之前,电流分布及辐射场的瞬态响应都与无限长天线的瞬态响应相 同。 设天线半径 a 很小,ka1, k ? 2? / ? 。沿线电流方向只有 z 分 量。场分量中 E? ? H? ? H z ? 0 。 麦克斯韦方程可以表示为: ?H? ? ? j?? 0 Er ? ? ?z ? 1 ? ? (rH? ) ? j?? 0 Ez ? r ?r ? ?Er ?Ez ? ?? j??0 H? ? ?z ? ?z ? 在 r ? a 的表面的边界条件为 Ez ? ?U? ( z) 利用傅立叶变换法求解 13 U Ez ( r , z ) ? ? 2? ? ?? ?H (2) H0 (r k 2 ? ? 2 ) (2) 0 (a k ? ? ) 2 2 eiz? d? 这是精确解。对于 r ?? 的远区辐射场, 可以利用鞍点法求出上 式积分的近似结果: Ez (r , ? ) ? ? j U (? ) ikr (2) e [ H 0 (ka )]?1 ?r 定义一个新的传递函数 S (? ) ? Ez (? ) r j (2) ? ?1 ? ? [H0 ( a)] ? ikr U (? ) e ? c 假设 U(t)是高斯脉冲 U (t ) ? e 对应的频谱函数 U (? ) ? t1 2? e ? ? t2 2 2 t1 ?2 2 ?1 ,其中 ?1 ? 1/ t1 。 图 3.2.1 U(t)与 U(ω )波形 14 对 S (? )U (? ) 取 傅 立 叶 逆 变 换 , 得 远 区 辐 射 场 与 r 的 乘 积 r Ez ( t ) 其中 , t? ? t r c 计算时取天线 ? s ,将辐射场波形与输入 端电压的高斯脉冲波形画在一起,可以看到它们基本重合。 4. 瞬变的磁场的接收 在频域,天线可以等效成有内阻 Z A 的源,感应电动势 U 0 即天线的 开路电压, Z A 是端接负载。利用互易定理可知,天线的阻抗 Z A ,实 效高度 le 和天线的归一化方向图 F (? ,? ) ,在天线用做发射和接收时相 同,并且接收天线 ? Eile F (? ,? ) Ei 是从( ? , ? )方向投射来的平面波。于是,为计算接收天线的感 应电动势,可由天线在发射状态的 le 和 F (? ,? ) 得出。 考虑 z 轴上的电流分布 I ( z,?) ? I0 (?) f ( z,?),( z ? l ) 式 中 f ( z ,? )是 以 天 线 (? ) 归 一 化 的 电 流 分 布 。 即 f ( z, ? ) ? I (? ) 。由式(3.1.b)可得远区的辐射场为 I 0 (? ) E? (r , ? ) ? ? j z cos? l ? ? j?? e? jkr I 0 (? ) ?sin ? ? f ( z ,)e c dz ? ?l 4? r ? ? 天线的实效高度 le 是一个等效元天线的长度,其上电流按实际天线 (? ) 均匀分布, 并且在远区最大辐射方向能产生与原天线相 等的电场。因此上式也可以表示如下 E? (r , ? ) ? j?? e? jkr I 0 (? ) ? le (? ) ? F (? , ? ) 4? r 表达方便起见,我们做如下定义,定义“方向性实效高度”为 he (? ,? ) ? le (? ) F (? , ? ) 因此 he (? , ? ) ? sin ? ? f ( z , ? )e ?l l j ? c z cos? dz 所以,只要知道了天线上以输入端电流归一化的电流分布 f ( z,? ) ,即 可求出 he (? ,? ) 。这样,感应电动势就可以表示成 U0 (? ) ? Ei (? ) ? he (? ,? ) 由等效电路可得 I r (? ) ? U0 E i (? )he (? , ? ) ? Z A ? ZL Z A ? ZL 使用与频率基本无关的短探针作为检测器, 可以基本上不失真的测出 入射波时域波形。设长度 2l 很短的偶极天线在整个来波频谱内满足 2l ? 则线上电流可表示成三角形分布 I ( z) ? I? (1? z / l ) 以开路电压 U0 作为系统对入射场 Ei 的响应,系统的传递函数为 he (? , ? ) ,由前面的论述可得 he (? , ? ) ? sin ? ? (1 ? z / l )e ?l l j ? c z cos? dz 16 ? sin ? ? l ? sin 2 ( ( 1? l cos? ) 2 2c 1? l cos? ) 2c 当满足条件 2l ? 时, he (? , ? ) l ? sin ? 可见,系统传递函数满足不失真传递条件。其开路电压为 U0 (? ) ? l ? sin? ? Ei (? ) 对上式求逆变换即得系统时域响应为 U0 (t ) ? l ? sin? ? Ei (t ) 用开路电压可以不失真地测得入射场的波形。为了满足 2l 场频谱的上限频率越高,电压探针应越短。 满足条件的短偶极子的输入阻抗近似为 ZA ?j 1 ?CA ? ,入射 是很大的容抗( CA (l / c)[120ln(2l / a)]?1 ) ,因此,当端接负载为电容器 CL 时, Z L ? ? j 1 ,负载上的电压降为 ? CL U L (? ) ? ZL CA U 0 (? ) ? U 0 (? ) ZL ? Z A CL ? CA 此时 UL(t)将基本上重现入射场的波形。 当短天线满足 kh1 时,以电容作负载 Z L ? j 1 ,则负载上 ? CL 电压波形 U L (t ) 可重现入射波的波形。取 CL ? 3 pF ,单极接收天线cm 时, 接收一个上升时间约 0.7ns 的阶越函数入射场, 测得 U L (t ) 波形如下图所示。 17 图 4.1 h=10cm 时短单极接收的 UL(t)波形 5. 有耗介质中的电磁场 5.1 瞬态均匀平面波在有耗介质中的传播 在时谐电磁场的学习中,我们知道,在研究有耗介质中的电磁场 ~ 代替即可。 ~ 的传播问题时, 只需将无耗时的ε 用 ? 其中, 复介电常数 ? =ε -jσ /ω 。在研究时谐问题时,当ω 很大,σ /ω ≈0 时,可以忽 略介质的损耗。比如在空气中传播时,电导率σ ≈0,近似看作自由 空间中的传播问题。然而,当频带很宽的时候,损耗就变得不再可以 忽略不计,其的频段的损耗变的尤为严重。 我们来研究一个简单的物理模型。假设整个空间充满参数为ε 、 σ 和μ =μ 0 的均匀媒介, 且这些参数都是常数。 在 xOy 平面上, 在 t=0 时刻突然激发起一薄层均匀电流,面电流密度为 Js (t) = I u (t) x0 其中 I 为常数,u (t) 为单位阶跃函数。此电流在 + z 方向产生瞬 18 态均匀平面波,且电场仅有 x 分量,磁场仅有 y 分量。上式傅立叶变 化为 Js (ω ) = x0 I / jω 在频域电场分量满足 ?2 ( 2 ? k 2 ) Ex( z, ? ) ? 0 , ?z (5.a) (z≠0) 在 z0 区域,其解为 Ex(z, ω )=Ae-jkz Hy( z, ? ) ? ? d 1 Ex( z, ? ) ? Ex( z, ? ) j?? dz ? 1 式中,η =ω μ / k 是媒介中的复数波阻抗。根据(5.a)式,由 z→0 的边界条件的 Hy (0?, ? ) ? ? I 2 j? 可得 A ? Ex(0, ? ) ? ? I? I? ?? 2 j? 2 jk 代回得频域解 Ex( z, ? ) ? ? I? 2 e ? j? ? ( ? ? ? )z j? j? ? (? ? ? ) j? 变换为复频域, I? e I? Ex ( z , s ) ? ? ?? 2 2 ? s ? (? ? ) s ? s ? (? ? ) z s ? e? z ?? s ( s ?? / ? ) ?? s( s ? ? / ? ) , (z0) (5.b) 利用拉氏变换关系式 19 ? e? j? s ( s ? 2? ) ? ?? t 2 2 L?1 ? ? ? e I 0 (? t ? ? )u (t ? ? ) ? ? s( s ? 2? ) ? ? 其中 I 0 ( x) 为零阶修正的贝塞尔函数。对(5.b)式求拉氏逆变换,即得 瞬态平面波解为 ? t I ? ?2 ?? ? Ex ( z, t ) ? ? e ? I0 ? t 2 ? ( z / v)2 ? u(t ? z / v) 2 ? ? 2? ? 式中,v ? 1/ ?? 。由上式可分析出瞬变场在有耗媒介中传播得两个特 性: (1)波前以速度 v ? 1/ ?? ? c / ? r ,即高频区的相速传播。可见波前 是由脉冲频谱中的高频分量构成。 (2)指数因子 e ? ? 2? t 决定,场的幅度随时间的延长而迅速减小。 5.2 瞬态球面波在有耗介质中的传播 在来最后具体解释说明所引起我们讨论的那篇论文之前,先来研 究一下我们一直在讨论的窄脉冲。我们可能会遇到各种各样的脉冲, 用 x(t ) 来表示它。假设它仅存在于 t ? 0 ~ ? 的时间间隔内,且 x(t ) 为正 值,如下图所示。用下式来计算这个窄脉冲的频谱 X (? ) ? ? x(t )e? j?t dt ?? ? 在 积 分 限 t ? 0 到 t ?? 之 间 e? j?t ? 1 。这时, X (? ) ? ? x(t )dt ? S 0 ? S 代表脉冲的面积。此结果 图 6.1 任意形状的窄脉冲 20 表明:窄脉冲具有接近均匀的频谱,而与 x(t ) 的波形形状基本无关。 这就使得我们在当脉冲宽度足够窄的时候,不再去关心它的形状。上 述结果只有当 ?? 1 时才正确。因此,只有频率 ? 低于 1 / ? 数量级时, 频谱函数 X (? ) 才保持恒定, 且等于 S。 在频率达到1 / ? 量级以后,X (? ) 开始减小,如下图所示。可见, 1 / ? 决定了脉冲频谱宽度的数量级。 在我们所研究的脉冲通信中, 脉冲的宽度约为 1ns, 上限频率达 1GHz。 图 6.2 窄脉冲的频谱 现在让我们来考虑我们所一直关注的电磁脉冲通信系统。我们假 设已经产生了一个类似于图 6.1 所示的数量级为 1ns 的窄脉冲 I (? ) 。 正如上文所述,我们并不关心脉冲的波形,只要它已经如我们所期望 的一样窄。现在考虑电磁脉冲在空间中(或者介质)传播的损耗。为 了使问题简便,认为空间是均匀和各向同性的,并且假设天线发射和 接收能够做到无失真,在传输线中传播时也无损耗。 对于位于无限均匀有耗介质中的一个电流元,设它指向+z 方向, 21 它所辐射的远区场的频域解是 I (? )dl ? jkr ? Er (r , ? ) ? 4? (? ? j?? )r 3 (1 ? jkr )e cos ? ? I (? )dl ? (1 ? jkr ? k 2 r 2 )e ? jkr sin ? ? E? (r , ? ) ? 3 4? (? ? j?? )r ? ? I (? )dl (1 ? jkr )e ? jkr sin ? ? H? (r , ? ) ? 2 4? r ? 在发射端,认为 I (? ) 为发射的信号脉冲,在接收端把 E? 作为接收的 信号,那么传播空间 ? 方向就可以看作是一个滤波器,其系统函数为 H (? ) ? E? (? ) dl ? (1 ? jkr ? k 2 r 2 )e? jkr sin ? 3 I (? ) 4? (? ? j?? )r 其波形如下图所示 图 6.2 系统函数波形 22 从图 6.2 中我们可以看出,其频域的特性和图 6.3 是基本上相同的 图 6.3 脉冲无线电通信系统时域、频域波形 图 6.3 中频域中的黄线即是前文所提到的任意形状的短脉冲的频 谱图,蓝线就是经过传播之后的波形,相当于经过了一个带通的滤波 器。对应的时域的波形近似如图所示,只要把频域谱进行反变换就可 以,我们不再做进一步的研究。实际上,运用解析法求反变换是比较 麻烦的,可以使用 IFFT 进行数值求解。 下面我们定性的来对这个 结果进行解释。在稳定的有色 散媒介中,由于各个频率分量 传播速度的差异,在接收端收 到的信号与原始信号相比将 会出现压缩、失线 瞬态传播过程 化。对于最高频率分量而言,实际的传播媒质的质点跟不上激励信号 的变化,因此,对于激励的高速脉冲的最高频率成分来讲,可把实际 的传播媒质当作非色散媒质来考虑, 则最高频率分量的传播速度等于 光速不变。对于激励的高速脉冲的低频分量而言,显然传播媒质将对 激励信号的传播带来影响,因此,低频分量有所降低。不同频率分量 的传播速度降低程度不同, 它取决于传播媒质的自然频率或传播速度 降低的多少。可以用右图来描述这种色散现象。对一个距高频脉冲激 励信号有一定距离的观察者而言, 激励的高速脉冲的各个频率分量传 播到观察者的身边的先后次序是不同的。最先到达的是最高频率分 量,它相当于告诉脉冲的波前,随后依次到达的各个频率分量是按频 率高低来排列先后次序的,频率越高越先到达。在波前到达观察者身 边的这一瞬间, 各个频率分量则根据它的频率高低分别处在距离观察 者远近不同的距离。频率越高,色散效应越小,距离观察者越近。若 认为波前的传播不受色散影响, 则波前之后的一段区域内色散效应逐 渐增大。 附录: 1 贝赛尔函数: J n ? x ? ? 2? 2? ? cos( x sin ? ? n? )d? 0 第二类贝赛尔函数: N n ( x) ? J n ( x) cos n? ? J ? n ( x) sin n? (1) 第一类汉克尔函数: Hn ( x) ? J n ( x) ? jNn ( x) (2) 第一类汉克尔函数: Hn ( x) ? J n ( x) ? jNn ( x) 24 参考文献 [1] 彭仲秋.《瞬变电磁场》. 北京:高等教育出版社, 1989. [2] 何小艇.《高速脉冲技术》. 杭州:浙江大学出版社, 1990. [3] 金亚秋. 《复杂系统中的电磁波》 . 上海: 复旦大学出版社, 1994. [4] 陈抗生.《电磁场与电磁波》. 杭州:浙江大学信电系, 2002. [5] Moe Z. Win, Robert A. Scholtz. “Impulse Radio: How It Works”. IEEE, 1998. [6] 陈进光译. E. 赫茨勒, H. 霍茨瓦尔特.《脉冲技术》. 北京: 人民邮电出版社, 1982. [7] 郑卫国. 视频点播的一种 TM-UWB 实现.多媒体技术论坛 2000 (MTF2000) 宋成森的学习体会: 通过这一学期的学习, 基本掌握了电磁场的基本概念, 电磁波的运动规律和解决电磁场 问题的基本方法。通过本次的专题读书报告,更加深了对所学知识的理解,注意到了以前没 有认识到的一些问题。 特别是通过查阅资料, 对比教科书, 从整体上掌握了研究问题的方法, 比如天线问题,比写读书报告之前有了更为深刻的认识。 本教材以传输线理论为基础,解决电磁场问题,是一大特色。老师的讲解将抽象的电磁 场理论变得生动形象,收获很大。 张卓鹏的学习体会: 从拿到题目开始,到最后定稿,前后历时三个多星期。感觉最困难的时候在于广泛收集 资料,寻找命题,经历了一番波折,才最终确定了研究方向。在整个过程中,共翻阅书籍近 十本,论文数篇,通过阅读,感觉增长了不少知识,对电磁场有了进一步的认识。尤其是在 瞬态电磁场的学习过程中,通过对比,也对前面所学习的时谐场有了新的认识。 选择合作, 不仅锻炼了相互合作的能力, 而且, 在共同的学习过程中, 更能够相互帮助, 彼此讨论,容易激发出灵感,本文中的一些观点就时我们在讨论时得出的,不一定正确,却 是我们自己的讨论成果。 然而,在学习的过程中,依旧存在着一些障碍。首先,就是图书馆和网络上的相关资料 比较少,最后参考的资料时非常有限的。其次,是数学能力还很有限。瞬态电磁场的研究中 25 涉及一些比较繁琐的数学工具, 这给我们的学习带来了一些难度, 也使得我们的讨论是非常 浅显的。 再次, 是时间比较紧迫。 由于临近期末考试, 所以只能拿出有限的时间来进行学习。 如果能够再有更为充裕的时间, 相信我们还能进行更为深入的学习。 最后, 就是自学的困难。 在学习中没有指导,免不了有盲目性,也走了一些弯路。 总的来说,这次专题阅读还是挺有收获的,接触了一个新的学科,同时也接触了相关的 许多知识,让我对通信产生了一些兴趣。 以下是对电磁场课程的一些个人意见, 仅供参考。 感觉美中不足之处在于课上的习题讲解少 了一点,并且课本上的例题也比较少。如果能够推荐一些习题参考资料,或者在网上提供一 些例题的讲解,相信能给大家较大的帮助。 26


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