（毕业论文）高增益定向天线在无线AP中的应用

（毕业论文）高增益定向天线在无线AP中的应用 第1章引言 第1章 引言 1.1 课 题 快递公司问题件快递公司问题件货款处理关于圆的周长面积重点题型关于解方程组的题及答案关于南海问题 背景及意义 当今社会正处于信息时代，随着有线网络的广泛应用，以快捷高效、组网灵活为优势的无线网络技术也在飞速发展，为通信的移动化、个性化、和多媒体应用提供了可能，而无线AP(Access Point):即无线接入点，它是用于无线网络的无线交换机，也是无线网络的核心.同时，因为以频率利用率高、保密性和抗干扰性强等特点为主的高增益定向天线在城区小区制的站型中有着密度极大的用户，所以把高增益定向天线应用在无线AP中有着很大的市场潜力。 1.2选题目的 本设计以制作一个高增益定向天线为主，通过制作前的理论学习和制作、测试过程，掌握定向天线的基本工作原理和影响其性能的相关因素，培养自己综合运用所学的基本知识、基本理论和基本技能的能力，提高自己的动手能力。 电子科技大学成都学院本科 毕业设计 机械毕业设计下载球磨机的毕业设计下载关于网络爬虫的毕业设计下载关于网络爬虫的毕业设计下载河南城建学院毕业设计论文下载 论文 第二章天线基础知识 2.1 天线口径 从接收天线的引入口径的概念最为简便。假设该接收天线是置于均匀平面电 Zi0磁波中的矩形口径，平面电磁波的电场为E，空间的等效本证阻抗为，平面波22Am()SWm(/)p,物理口径的面积为，如果整个物理口径从电磁波的功率密度为 中摄取所有的功率，则天线口径吸收的总功率为 2EA P==S (W) (2-1) AppZi0 于是，可认为天线口径从电磁波中摄取的总功率正比于口径的面积。 但是口径对电磁波的影响并非是均匀的口径场分布，因为侧壁上的电场E必 AApe须等于零。为此给出一个小于物理口径的有效口径，并定义两者之比为口径 ,,p效率，即 A,ep, = (2-2) Ap 对于喇叭和抛物面反射镜天线而言，口径效率普遍在50%~80%的范围内;而对于在 。 物理口径边缘也能维持均匀场的偶极子或贴片大型阵列，口径效率则可接近100%2.2 有效高度 有效高度是另一个与口径相关的参量。有效高度可定义为感应电压与入射电场之比 Vh,eE (m) (2-3) 有效高度乘上与之相同极化的入射电场E(V/m)，就得到感应电压V，即 he V= E (2-4) 另一种定义有效高度的途径是考虑天线的发射状态，于是有效高度等于物理高度(或长度l)乘上平均电流，即 第2章天线基础知识 hI1pavhIzdzh,,()ep,0II00 (m) (2-5) hhIpeav式中:为有效高度，m ; 为物理高度，m ; 为平均电流，A。 2.3波瓣图 图2-1 主平面波瓣图 如上图所示为主平面波瓣图画在直角坐标系中用对数刻度表示，这样表示能更详细的给出副瓣的电平。所谓主瓣，即是主辐射波，主辐射波的旁瓣则是副瓣。 按半功率电平点夹角定义的波束宽度，称为半功率波束宽度(HPBW)。按主瓣两侧第一个零点夹角定义的波束宽度，称为第一零点波束宽度(FNBW)。这两种波束宽度都是重要的波瓣图参量。 2.4辐射强度 ,1r 每单位立体角内由天线辐射的功率称为辐射强度U(W s，瓦每立体弧度;,2deg或W ，瓦每平方度)。 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 2.5波束效率 ,,AM (总)波束范围(或波束立体角)由主瓣范围(或立体角)加上副瓣 ,m范围(或立体角)所构成，即 ,,,AMm =+ (2-6) ,M主波范围与(总)波束范围之比称为(主)波束效率，即 ,,MM 波束范围== (无量纲) (2-7) ,A 副瓣范围与(总)波束范围之比称为杂散因子，即 ,,mm ==杂散因子 (2-8) ,A 2.6震荡偶极子产生的场 虽然电荷沿直的导体匀速运动时并不会产生辐射，但电荷沿直导体的往返简谐加速(或减速)运动就会形成辐射。为说明偶极子天线的辐射，先考虑下图中 l0由两个等量、异性且按瞬时间距l(最大间距为)做上下接卸震荡运动的电荷，观察其电场的变化。为清楚起见，图中仅画出一条电场线。 图2-2 两个进行简谐运动的电荷组成的震荡电偶极子 第2章天线基础知识 在时刻t=0，两电荷处于最大间距，并具有方向相反的最大加速度(见图a)，此时电流I=0;在1/8周期时，两者互相移近(见图b);在1/4周期时移经中点(见图c)原场线脱离电荷而开始形成符号相反的新场线，此时等效电流I最大并且电荷的加速度为零;当时间推进到1/2周期，场继续变化(见图d和图e) 2.7天线的场区 围绕着天线的场可划分为两个主要的区域，接近天线的区域称为近场或菲涅耳(Fresnel)区，离天线较远的称为远场或夫琅和费(Fraunhofer)区。如下图 22L ,所示，两区的分界可取为半径 R= (m)， (2-9) ,式中，L为天线的最大尺度，m;为波长，m。 图2-3 天线区，菲涅耳区和夫琅和费区 在远场区，测得场分量处在辐射方向的横截面积内，所有的功率流都是沿径向朝外的，在近场区内，电场有显著的径向分量，其功率流并不完全是径向的。 用虚拟的球面边界包裹住天线，如下图所示。一方面，接近球面极点的区域可视为反射器;另一方面，垂直于偶极子方向的波仔赤道区域扩散，致使功率传 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 出该球面而泄露。因此，在讨论天线经赤道区域外流辐射功率的同时，还考虑束缚在天线邻近往复振荡的能流，后者如同谐振腔中的无功功率。 图2-4 偶极子天线附近的能流 对于半波长偶极子天线，某一瞬间的能量存储于接近天线末端即最大电荷区为主的电场中，经半个周期的转换之后，有存储于接近天线中心即最大电流区为主的磁场中。 2.8天线发射功率与接收功率的关系 PAtet如下图所示，设发射机将功率馈送给有效口径为的发射天线，在相距r Aer处有一接收天线，以其有效口径截取发射天线所辐射的部分功率并传递给接收机。先假定发射天线是各向同性的，则在接收天线的功率密度为 Pt,Sr24,r (2-10) 第2章天线基础知识 图2-5 波从发射天线经由长r的直接路径到达接收天线的通信线路 波从发射天线经由长r的直接路径到达接收天线的通信线路 Gt，则接收天线处的功率密度按比例增至 若发射天线具有增益 PGtt,Sr24,r (2-11) Aer对于无损耗并且已匹配的有效面积为的接受天线所收集的功率为 PGAtter,,PSArrer24,r (2-12) 再将发射天线的增益表示为 4,Aet,Gt2, (2-13) 代入(2-12)式，即得 AAPeretr,22,Prt (2-14) 2APPAerrtetm式中，为接收功率，W;为发射功率，W; 为发射天线的口径，;为 2m,接收天线的有效口径，;r为两天线的距离，m;为波长，m。 2.9定向性与增益 定向性D和增益G或许是天线最重要的参量。天线的定向性是在远场区的某一 ,2PWm(,)(),,球面上最大辐射功率密度与其平均值之比，是大于等于1的无量max 纲比值，写成 P(,),,maxD, (2-15) P(,),,av 其中，球面上的平均功率密度为 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 ,,,2,,,1P(,),, = ,,,,,Pdd(,)sinav,,4,,,00,, 1,1Pd(,),,,()Wsr = (2-16) ,,4,4, 因此，定向性有可写成 P(,),,1max D== (2-17) ,,P(,)11,()(,)Pd,,,()[]dn,,4,,,4(,)P,,,max,4,4 和 44,, D=, (2-18) ,Pd,(,),,An,,4, P(,),,P(,),,式中= d,nP(,),,max ,,A 于是，定向性有等于球面范围(4 sr)与天线的波束范围之比. 波束范围愈小，则定向性愈高。若一个天线仅对上半空间辐射，其波束范围,,A=2 sr 。 (如下图所示)则其定向性为 4, D==2 (=3.01 dBi) (2-19) 2, 式中dBi=相对于各向同性的分贝数。 图2-6 半球功率波瓣图与各向同性功率波瓣图的比较 第2章天线基础知识 ,,注意到理想化的各向同性天线(=4 sr)具有最低可能的定向性D=1，而A 所有实际天线的定向性都大于1(D ，1)。此外，还需要注意简单短偶极子具有波 ,,sr束范围=2.67 和定向性D=1.5(=1.76 dBi)。 A 天线增益是一个实际(或现实)的参量，该参量因天线或天线罩的欧姆损耗而小于定向性。在发射状态下，天线增益还包括向天线馈送功率的损耗。这种损耗并不意味着辐射，而是意味着加热天线结构。天线馈线的失配也会减小增益。增益与定向性之比是天线效率因子。这种关系可表示为 G=kD (2-20) 这里，效率因子k(0 k 1)是无量纲的。 ,, 有很多设计良好的天线，其k值可以接近于1，但实际上G总是小于D且以D为理想的最大值。 通过比较待测天线(AUT)和一个已知增益的参考天线(如短偶极子)在相同输入功率下所辐射的最大功率密度，就能测出天线的增益，即 PAUT()max，G(参考天线) Gain=G= (2-21) P()参考天线max 若已知某天线的半功率波束宽度，则其定向性还可表示为 41253 D= (2-22) ::,,HPHP 2180,()41253n()式中 =球内所张的平方度数=4平方度 :,HP =一个主平面内的半功率波束宽度 :,HP =另一个主平面内的半功率波束宽度 41253 ::,,HPHP由于在式 D=中忽略了副瓣，因此可改用另一种较好的近似式 40000 D= (2-23) ::,,HPHP :20如果某天线在两个主平面内的半功率波束宽度(HPBW)都是，则其定向性 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 40000 D= 100或20DBi (2-24) 400 这意味着该天线沿主项辐射的功率是相同输入功率下非定向的各向同性天线的100倍. 2.10定向性与分辨率 天线的分辨率可定义为第一零点波束宽度的一半，即FNBW/2.例如，当天线 :::211的FNBW=时，具有的分辨率，可用来辨别位于克拉克对地静止轨道上相距的两颗卫星的发射机。于是，当天线波束瞄准其中一颗卫星时，另一颗恰处在第一零点方向上。 )，即 第一零点波束宽度的一半近似地等于半功率波束宽度(HPBW HNBW, HPBW (2-25) 2 波束范围,,,,,AHPHP因此，由，天线波瓣图两主平面内的FNBW/2之乘积可作为天线波束范围的测度 FNBWFNBW,,()()A,,22 (2-26) 因此，天线能够分辨出均匀分布于天空的无线电发射机或点辐射源的数目N的近似值 4,N= (2-27) ,A ,A式中=波束范围，sr。 由式(2-18)，有 4, D= (2-28) ,A 则可得概念化的结论:天线能够分辨的电源数在数值上等于该天线的定向性，即 D=N (2-29) 式 (2-28)说明定向性等于天线所能划分天空的波束范围的数目，式(2-29)则给出附加的特性，则在均匀源分布的理想条件下，定向性等于天空中天线所能分辨的电源数。 第3章电磁场与电磁波的基本理论 第三章 电磁场与电磁波的基本理论 3.1麦克斯韦方程组 麦克斯韦方程组构成了电磁现象的基础，求解麦克斯韦方程组并不是一个简单的过程，但这并不会减弱其作为基础的重要性。为了简化对某个特定问题的求解，常常会利用某种近似，比如集中参数电路模型。只要对象是电小尺寸，这样的近似就是允许的。无论如何，总是应认识到麦克斯韦方程组适用于所有的电磁现象，并且他们的复杂性并不能改变这个事实。 3.1.1 法拉第定律 法拉第定律可以简单的用积分形式来表示，如式(3-1)所示 d,,Bds = (3-1) E,dl,,dtSC V()m 其中，E表示电场强度矢量，单位是伏特每米;B表示磁通密度矢量， Wb()2m单位是韦伯每平方米。 法拉第定律假定沿闭合回路C产生的电动势(emf)与穿过这个闭合回路所包围的开放面S得总的磁通量的时间变化率有关。此电动势可表示为 emf= (3-2) E,dl,C 其单位是伏特(V) 穿过被闭合回路所包围的开放面S的总磁通量为 ,,,Bdsm,S (3-3) 其单位是韦伯(Wb)。因此法拉第定律可以写成 d,m,,emfdt (3-4) ,m如果没有磁通量穿过闭合回路所包围的曲面，即=0，那么emf=0，这与集中参数电路理论中的基尔霍夫定律很相似。当外部源的磁通穿过被闭合回路所包围的面积时，可以利用集中参数电路理论中的互感作用来进行 分析 定性数据统计分析pdf销售业绩分析模板建筑结构震害分析销售进度分析表京东商城竞争战略分析 。其中，可根据式(4)，在闭合回路中插入一个电压源来表示这种作用，这样就可以利用基尔霍夫 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 定律来分析这个问题。 如下图所示，回路C和曲面S之间通过右手螺旋定则紧密联系起来。如果右手的四指指向回路C的方向，大拇指的方向就表示闭合曲面S的法线方向。矢量 aann曲面可以表示成ds=ds，其中是开放曲面S的单位法线。 图3-1 法拉第定律 式(3-1)和(3-4)中的负号指得是楞次定律的内容，表明回路中所产生的感应电动势的极性总是使产生的感应电流的磁通量趋向于阻碍原磁通量的变化。所给出的一个平面例子如下图(a)所示。考虑图(a)，磁通密度矢量方向向上， iinduced幅度减小。回路中感应的电动势的极性使得回路中所感应的电流的磁通量趋向于阻碍B的减小(根据右手螺旋法则)。将感应电动势等效为回路中新插入的电压源是很重要的。但是，感应电动势是一个分部参量，无法把它真正集中起来。但如果回路是电小尺寸的，作为一种合理的近似，就能把它认为是集中参量电压源。相反地，如果磁通量穿过曲面且方向指向幅度增加的方向，如下图(b)所示，那么感应电动势及相关的感应电流方向相反，由感应电流产生的磁通量的方向将趋向于阻碍B的增加(根据右手螺旋法则)。所有这些都是有意义的，因为如果方向相反，有感应电流产生的磁通量将使原来的磁场增加，从而导致感应电流进一步增加，这样能量并没有发生改变。应注意这是将曲面S视为平面得到的简化结果。曲面S的实际形状并不重要，因为用法拉第定律可以得到，对于由回路C包围的所有面积相同的曲面的感应电动势相同。任何穿过球状曲面开口的磁通密度 ,m矢量都必然返回该曲面而对没有任何贡献。另一方面，如果磁通量进入曲面但 ,m没有穿过开口，它也必然返回该曲面而对没有任何贡献。这都与高斯定律紧密 第3章电磁场与电磁波的基本理论 联系。高斯定律描述的是磁力线本身必须是闭合的，因为不存在已知的孤立磁场源。 图3-2 感应电动势和穿过曲面的磁通密度之间的关系 并不是必须有闭合的回路才能使时变的磁场在此回路中产生(感应)电动势。例如，假设上图所示的回路在某点断开，沿着回路还是会感应出感应电压源形式的电动势。这个电动势将会出现在电路的两端。虽然由于回路是断开的，回路中没有电流，但回路的两端还是会产生电压。回路两端的电压实质上是回路的开路电压，即感应电动势电压源。 法拉第定律从本质上表明变化的磁场产生电场，该电场与静电荷产生的电场的分布形式相同。然而，时变磁场所产生的感应电力线自身必须闭合，而静电荷所产生的电力线起始于正电荷，终止于负电荷。 由楞次定律给出的负号经常被混淆。正确使用负号的最简单的方法就是忽略它，并选择感应电动势电压源的极性以确定正确的感应电流的方向，并使相应的感应磁场阻碍B的变化。这些保证了法拉第定律(楞次定律)中负号的正确应用。为了获得感应电动势电压源的值，计算通过回路的总磁通量的变化率，其值的正负取决于磁通量是增加还是减少，该值(包括符号)就是感应电动势电压源的值。这样一般都能得到正确的感应电动势电压源的极性。 法拉第定律以式(1)中的积分形式给出。从使计算结果的意义直观易懂的角度出发，这种积分形式是很有用的。从计算的角度出发，微分形式更有用。将斯托克斯应用于式(1)的左侧将得到法拉第定律的微分形式，如下图所示。 ,B,，,,E,t (3-5) 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 代入求旋度的结果，得 ,,EE,B,,EE,,EE,B,Byyyxxzzxz()()(),，,，,aaa,,,aaa = (3-6) xyzxyz,,,,,,yzzxxy,,,ttt 比较左右各项，得到以下三个等式 ,E,E,Byzx, = (3-7a) ,,,yz,t ,B,E,Eyxz, = (3-7b) ,,t,,zx ,E,E,Byxz, = (3-7c) ,,,xy,t 这三个式子所示的微分形式表明变化的磁场可以产生变化的电场。 3.1.2 安培定律 法拉第定律表明时变磁场能够产生(感应)电场，而安培定律则表明反之也是正确的。那就是，时变电场也能够产生(感应)磁场，安培定律的积分形式如下 dHdlJdsDds,,,，,,,,dtCSS (3-8) 式中，H表示磁场强度矢量，单位是安培每米(A/m)，J表示是电流密度矢量，单 22mm位是安培每平方米(A/)，D表示电通量密度矢量，单位是库伦每平方米(C/)。注意上式积分后的结果单位是安培(A)。如下图所示。回路C包围开放曲面S，它们的方向由右手螺旋定则规定。与法拉第定律一样，安培定律适用于任何形状的曲面，只要该曲面被回路C所包围即可。只有通过断路的J和D才对电场和磁场有贡献。H沿闭合回路C的线积分被称为该闭合路径的磁动势mmf。 mmf= (3-9) Hdl,,C 这实质上是法拉第定律中电动势的双重积分。安培定律的右侧第一项表示穿过由回路C所包围的曲面S的总传导电流，如下式 IJds,,C,S (3-10) 这是由自由电荷所产生的回路中的总电流。安培定律第二项表示穿过由回路C所包围的曲面S的总位移电流，如下式 第3章电磁场与电磁波的基本理论 dIDds,,D,dtS (3-11) 因此，安培定律可以写成 II mmf=+ (3-12) cd 安培定律实质上表明时变的电通密度D与自由电流J一样能产生磁场H。已经知道静态(直流)电流可以产生磁场，而安培定律则表明时变的电场也可以产生磁场。 图3-4 安培定律示意图 安培定律的微分形式可以通过将斯托克斯定律应用于式(3-8)得，如下式 ,D,，,，HJ,t (3-13) 将叉乘结果代入并令等式左右两边相应项分别相等，得到以下三式 ,H,D,Hyxz,,，Jx,,,yzt (3-14a) ,,HD,Hyyz,,，Jy,,,zxt (3-14b) 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 ,H,H,Dyxz,,，Jz,,,xyt (3-14c) 3.1.3 高斯定律 电场的高斯定律用积分形式来表示，如下式 dsdv,,v,,SV (3-15) 3,vm式中，表示自由电荷体密度，单位是库仑每立方米(C/)。电场的高斯定律规定流出闭合面S的总的电通量密度矢量等于被闭合面所包围的总的正电荷。下图举例说明了这一点。由正电荷出发地电力线必须终止于等量的负电荷。在闭合面上对D进行积分只能得到此闭合面所包围的总的正电荷。应当注意的是正如法拉第定律所表示的那样，时变磁场也可以产生电力线。那些形成闭合路径，从闭合面出入的电力线对于高斯定律没有贡献。 图3-5 高斯定律示意图 式(3-15)是高斯定律的积分形式。为了得到其微分形式，对式(3-15)运用散度定理，得到下式。 ,,,D,v (3-16) 代入散度运算，得 ,D,D,Dyxz，，,,v,,,xyz (3-17) 第3章电磁场与电磁波的基本理论 对磁场用高斯定律得到有关的积分形式的结果为 Bds,,0,S (3-18) 这个结果意味着所有的磁力线都是闭合的，也就是说，磁场中没有(已知)独立的源(如下图所示)。如果分开一块永久性磁场，那就会发现，新的N极和S极将 -18)中应用散度定理就可得到针对磁场在这些分开的磁铁两端重新形成。式(3 的高斯定律的微分形式 (3-19) ,,,B0 代入散度运算，可以得到 ,B,B,Byxz，，,0 (3-20) ,,,xyz 3.1.4 媒质的本质参数 麦克斯韦方程组包含五个未知的矢量:E,B,D,H和J，这些矢量之间存在着本质上的联系。电磁场存在于材料媒质中，这些媒质有着各种不同的特性。最简单最常见的媒质类型就是简单媒质，在这样的媒质中各矢量由以下等式简单地联系起来。 DE,, BH,, (3-21) JE,,c Js电流密度J也含外加电流，外加电流可看作为场源。这样，在安培定律中，JJJ,，,,,cs。式(3-21)中的系数、、分别表示媒质的介电常数、磁导率和 ,,电导率。的单位是法拉每米(F/m),可认为是单位长度的电容;的单位是亨利 ,每米(H/m)，可认为是没单位长度的电感;的单位是西门子每米(S/m)，可认为是每单位长度的电导。把式(3-21)代入法拉第定律和安培定律中可得到简单媒质中的麦克斯韦方程组，如下式 ,H , (3-22a) ,，,,E,t ,E,, (3-22b) ,，,，，HEJs,t J一旦求出E和H，就可以通过式(3-21)得到D，B和。 c 可由式(3-21)联系起来的场矢量所在的简单媒质被认为是线性)均匀 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 和各向同性的媒质。在非线性媒质中，D是E的振幅值的函数，B是H的振幅值的 Jc函数，是E的振幅值的函数。铁磁体就是非线性媒质的一个例子。在这种媒质中，,B,和,H,通过熟悉的磁滞回归曲线联系起来。换句话说，可以吧各种参 ,()E,()H,()E数写称为，和。在非均匀媒质中，媒质的特性参数是位置的函数， ,,(,,),(,,)xyzxyz,(,,)xyz例如:和。非均匀媒质的一个例子是绝缘导线和印刷电 ,,rr路板，其中，电场部分存在于相对介电常数为=1的空气中，部分存在于?1 Jc的绝缘材料中。最后，在各向异性的媒质中，E不平行于D，B不平行于H，也不平行于E。铁氧体就是个各向异性媒质的例子。这类材料通常被用来制作微波设备，比如循环器。由于在非线性、非均匀和各向异性的媒质中求解麦克斯韦方程组很困难，所以有可能的话，就尽量把媒质近似为简单媒质。 3.2 边界条件 麦克斯韦方程组是微分方程，与其他微分方程没有什么不同，他们有无穷多个解。普通的微分方程，如在集中参数电路中出现的方程具有无穷多个解，为了弄清楚特解就需要规定某种初始条件。在具体的媒质中应用时，像麦克斯韦方程组那样的偏微分方程需要有特定的边界条件。 ,, 从媒质角度来考虑，在两种媒质的边界上，媒质的性质发生突变，即、和,发生突变，因而场量也发生突变。由于场量的不连续，使麦克斯韦方程的微商失去意义。利用麦克斯韦方程的积分形式，可求得场量在边界上的关系，称为边界条件。边界条件一般可归纳如下。 (1)从一种媒质进入到另一种媒质时，电场强度矢量E的切向分量在分界面上式连续的，即 nEE，,,()0 (3-23) 1221 n12式中，表示分界面上法线方向的单位矢量，它由第一个媒质指向第二个媒质。 (),,,如果一种媒质具有理想导电率，则在分界面上的电场切向分量为零。 (2)从一种媒质进入到另一种媒质时，矢量D的法向分量在分界面上是不 连续的，即 nDD,,(),, (3-24) 1221S ,,,,S式中，表示分界面上的自由电荷的面密度。如果一种媒质的，则在这媒 第3章电磁场与电磁波的基本理论 ED11质中电场强度为零。例如，=0，显然也为零。这时 nD,,, (3-25) 122s (3)从一种媒质进入到另一种媒质时，矢量B的法向分量在分界面上式连续的，即 nBB,,,()0 (3-26) 1221 ,,,如果一种媒质的，则矢量B的法向分量等于零(显然H的法向矢量也等于零)。 (4)从一种媒质进入到另一种媒质时，矢量H的切向分量在分界面上是不连续的，即 nHHJ，,,() (3-27) 1221S JH,0,,,S1式中，表示分界面上流动着的面电流密度。如果媒质1的，则，因而 nHJ，, (3-28) 122S 天线与电波传播理论归根到底是求解满足一定边界条件的麦克斯韦方程组。 3.3正弦稳定状态下的场量 随时间变化的场矢量不受任何特定函数形式的限制。假设场存在足够长的时间，使所有的瞬态都衰减为零，只剩下正弦稳定状态。这可以起到简化数学运算的作用，其技巧与集中参数电路中的正弦稳定分析没有什么不同。例如，电场强度矢量的X分量的向量形式如下式 ,jxyz,(,,)xExyzExyzeE(,,)(,,),,，, (3-29) xxmxmx ,相量是一个复数，用其符号上面的“”来表示。相量的时域形式可通过将相量与jwte相乘并取其结果的实部而获得。这是一项非常重要的方法，在很多场合都会用到。例如， ,jwtjwtExyztExyzeEe(,,,)Re(,,)Re,,，, x,,xxmx,, jwt()，,x,，,，，，ReRecos()sin()EeEtjEt,,,, ,,,,xmxmxxmx ,，Etcos(),, xmx 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 (3-30) 其中，Re{ }表示对括号里的复数取实部。 jwte的形式来代替场矢 为了求解正弦激励下的麦克斯韦方程组，用相量乘以 量。这种场矢量对时间t的微分形式如下式。 ,,,jwtjwt (3-31) ExyzejExyze(,,)(,,),,xxt, 将偏微分方程转换为代数方程可以使麦克斯韦方程的求解得到相当大的简化。替 jwte换场矢量的形式并删去方程两边都有的就可以得到麦克斯韦方程组的相量形 式可以写成 ,,,, Edljds,,,,,,,,,,,j,, (3-32a) HEH,,cs ,,,,, HdsH,,,,,0,0 ， (3-33b) ,,,，，(),,,jJ,HEsc ,, HdsH,,,,,0,0,c (3-33c) , ,,,,1v,,,,,EdsdvE,,,,v,,cV (3-33d) ,,,, JdsjwdvJj,,,,,,,,,,,,,vvcV (3-33e) ,()f,()f在这里，介电常数)磁导率)和导电率可能都是频率f的函数，如， ,()f和，就如为通常材料的媒质的特性参数一样。 3.4功率密度 电场强度矢量E的单位是V/m，而磁场强度矢量H的单位是A/m。因此，这 2m两个矢量的乘积是功率密度的单位，或者说是瓦特每平方米(W/)。但是这两 个矢量的乘积有两种:点乘和叉乘。有证明认为叉乘对于与功率有关的功率密度 矢量或坡印廷矢量S更有意义。 坡印廷矢量定义为 第3章电磁场与电磁波的基本理论 ， S=EH (3-34) 利用矢量恒等式，式(3-34)可以表示为 ,,DB(),,,,，,，,SdsEJdvEHdv,,,,,ttsvv (3-35) 式(3-35)左边那一项表示流入体积内的S的净通量。右边第一项表示体积内消耗的功率，而第二项表示体积内储存的能量随时间的变化率。前面定义的坡印廷矢量S表示瞬时功率。在正弦稳态激励的情况下，对平均功率感兴趣。为了确定功率的平均值，定义坡印廷矢量的向量为 ,,,,,，SEH (3-36) ,,,HH式中，表示的共轭复数。平均功率密度坡印廷矢量为 ,,,11,S,,，Re{}Re{}avSEH22 (3-37) 3.5无线电波的辐射 ,,,0,如果媒质满足下列条件:媒质在任一点的性质都相同，即和为常数，， ,,0并且它们与时间和空间无关，与电磁场的方向和大小无关:媒质中各点的，J=0.则改媒质称为均匀的理想媒质。 在讨论天线和电波时，如不考虑大地和其他影响，可将低层大气空间看成是 ,7,,,，410/Hm,,0均匀的理想媒质，也称自由空间。它的和等于真空的和 1,9,,，10/Fm036,。在均匀的理想媒质中麦克斯韦方程组为 ,E,,，,H,t (3-38) ,H,,，,,E,t (3-39) ,，,E0 (3-40) 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 ,，,H0 (3-41) 式(3-38)和式(3-39) 的物理意义是电场随时间的变动产生磁场，磁场随时间的变动产生电场。在交变电磁场里电场与磁场是不可分割的，只要有任何电或磁的扰动发生，就会产生一连串电与磁的交替变换，实质上这也是能量的交替变换。电能变磁能，磁能变电能，如此不断的变换下去，形成电磁波(无线电波)的传播。 用一个极为相似的例子来说，将池中一小体积的水认为地使它搅动(垂直振动)，这一小体积的水被扰动后，一上一下地振动起来，但是这一小体积的水部可能单独振动而与它四周的水无关。它做周期性增大和减小的压力被传递给周围的水，周围的水获得能量之后也开始振动，如此产生的波动不断地又将能量传递给周围的水。一个波便在池中产生，并向外传播。 一个水波存在的基本理由是一定体积的水被扰动后，并非与周围的水无关，而是将能量传送到外围的水里。这与一个电磁波存在的基本理由是很相像的。一个变动的电场产生一个变动的磁场，此磁场不但存在于变动电场的原范围里，并且还存在于临近的范围之内。在原范围里变动的场也在它附近的范围里产生新的场。新的场又在更外围的空间产生场，于是能量便被传播到远处，即有一含电磁能量的波向外传播。这种波源释放能量，这种能量被电磁波传送的过程成为无线电波的辐射过程。 被波源辐射的电磁波的电场与磁场称为辐射场。辐射场产生后，在媒质中传播，与波源无关而独立存在。但是，电流和电荷却是辐射场的波源，因此，在定量计算场量时电流(或电荷)唯一地决定着它们的大小。 辐射的可能性和电磁能量在空间(媒质)而不是通过导线传播的可能性是直接从麦克斯韦的假说-电流可以以位移电流的形式在空间形成回路，即在空间存在闭合的电力线-得来的。同时，电流可以以位移电流的电场与传到电流所产生的电场对于磁场的作用是相同的。在法拉第实验的基础上麦克斯韦以自己的假说认为:按传导性质来讲，媒质和空间是位移电流的“导体”。对于位移电流有着在媒质和空间传播的性质，正如对于传导电流有着沿导体传播的性质，它们是相似的。 从以上分析可得出:要产生辐射场，首先要有位移电流。例如，在一小段理想导线上加交变电压后，其上流有交变传导电流I，它在周围空间中形成位移电流,E(),t,。这种位移电流就形成无线电波的辐射，如下图(a)所示。 第3章电磁场与电磁波的基本理论 图3-6 导线周围的位移电流和导线上电流、电荷的变化 qqt,sin,qmm设导线上的电荷按正弦规律变化，如上图(b)所示，则，为 IIt,cos,Imm电荷的最大值。由电流和电荷关系L=dq/dt，可得.为电流的最大值. 10T4由上图(b)可见，在(周期)内电荷增加，电流减小。这时电场加强并 1T4向外运动，磁场随之减弱。在时，电荷最大，电流为零，即电场最强，磁场消 11T0T44失。但是根据麦克斯韦方程在内逐渐增强的电场同样产生磁场，因此，在 12TT44时，虽然电流完全消失，而磁场却存在，它是脱离了电流的磁场。在内 2T4电荷减小，电流反向增大。在时电荷为零，电场消失，电流最大，磁场最强。122TTT444但在内逐渐增强的磁场同样产生电场，所以，在时，虽然电荷为零， 23TT44电场却不消失，即形成脱离了电荷的电场。在内重复上述过程。由此可见，脱离了电流的电场产生磁场，脱离了电荷的磁场产生电场，这样电磁场在空间交替变换，形成辐射过程，产生辐射场，如下图。 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 图3-7 无线电波的形成 根据无线电波的辐射原理，发射天线的任务是使天线上的高频电流变成辐射场的能量。在无线电系统中往往要求辐射的能量集中向某一方向或某一区域传播。发射天线使辐射的能量按需要的形式在各个方向上进行分配，即形成为天线的方向性。例如，列车无线调度电话车站台天线辐射的无限电波能量应集中在沿铁道的走向上，这样可提高通信质量和减少对其他通信设备的影响。 3.6波动方程 ,,, 考虑无源均匀媒质，介电常数为，磁导率为，电导率。只要媒质中不含 ()JE,,产生场的电荷和电流就是无源的。然而，由欧姆定律决定的传导电流密度能在有限导电媒质中存在。在这些条件下，麦克斯韦方式是 ,H , (3-42) ,，,,E,t ,E ,, (3-43) ,，,，HE,t (3-44) ,,,,,,,BH00 (3-45) ,,,,,,,DE00 式中B=μH，D=εE. 对于线性(linear)(D平行于E，B平行于H)、均匀(homogeneous)(对所有的点媒质性能都相同)和各向同性(isotropic)(μ和ε与方向无关)媒质(简 第3章电磁场与电磁波的基本理论 称L.H.I.媒质)，μ和ε均为常数。这样的媒质也称均匀媒质(uniform medium). 上述耦合方程不是与四个变量而只与两个变量(E和H)有关。进一步还可得出一个变量的如E场的方程。为此对式(3-42)取旋度得 H, (3-46) E,(),，,，,,,，t, 利用矢量恒等式 2,，,，,,,,,,EEE() 并以=0代入得到 ,,E 2 ,，,，,,,EE 式中拉普拉斯算子对矢量的运算在直角坐标下的形式是 2222 (3-47) ,,,，,，,EEaEaEaxxyyzz 而拉普拉斯算子为 222,,,2,,，， (3-48) 222,,,xyz 改变对时间和空间的积分顺序，式(3-46)能重写为 ,2 EH,,,,，,,t, 以式(3-43)的代入上式得到 ,，H 2,,EE2,,,,,,，E (3-49) 2,,tt 这是E场分量的波方程，同理，也能得出H场分量的波动方程为 2,,HH2,,,,,,，H (3-50) 2,,tt 在直角坐标系中，E场分量和H场分量各可分解为三个标量方程，共有六个标量方程，每个方程中只含有一个未知函数。这组波动方程(wave equation)支配着无源均匀导电媒质中电磁场的行为。在二阶微分方程中，一阶项的存在表明场通过媒质传播时是衰减的(有能量损耗)。因此，导电媒质(conducting medium)称为有耗媒质(lossy medium)。 3.7均匀平面波 均匀平面波是电波传播的最简单形式，而且它与沿传输线和波导传输的波及 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 由天线发射的波很相似。 在均匀平面波中有两个非常重要的术语:均与和平面。术语“平面”意味着在空间任一点，电场强度和磁场强度矢量都在同一个平面内，而且在任何两个不同点处的平面都是相互平行的。术语“均匀”意味着E和H在每个平面上的位置都是相互独立的。为了不失一般性，假设电场强度和磁场强度矢量都在平面xy内并选择电场强度矢量方向在x方向。 一个场矢量是均匀场矢量的准则意味着它们必须独立于x和y坐标，如式(3-51)所示。 ,,EExx0,, (3-51) ,,xy 因此，场矢量只能是z的函数，当然它也是t的函数，如式(3-52)所示。 Ezta(,) E= (3-52) xx 把式(3-51)代入法拉第定律，并利用式(3-51)可知，磁场只有y分量，如式(3-53)所示。 Hzta(,) H= (3-53) yy 因此，E和H是相互正交的，且同位于xy面内。很简单，因为电波在xy面内是均匀的，即 ,,HHyy,,0 (3-54) ,,xy 把式(3-52)和式(3-53)结果代入法拉第定律和安培定律，可得没有外加源时，简单媒介中有关场矢量的微分方程，如式(3-55)所示。 ,Hzt(,),Ezt(,)yx,,, (3-55a) ,,tt ,Hzt(,),Ezt(,)yx,,,,,Ezt(,) (3-55b) x,,zt 对于场矢量的正弦稳定状态，式(3-55)中的结果可简化为 ,,dEz()x ,,,,() (3-56a) jzHydz 第3章电磁场与电磁波的基本理论 , ,dHz()y (3-56b) ,,，((),,,jz)Exdz 注意，由于相量只是一个变量z的函数，因此用常微分代替了偏微分。由一组对偶的一阶常微分方程，可以通过其中一个方程对z求导数，并代入其它方程中，或相反，以得到一组简化的非对偶的二阶常微分方程，结果如式(3-56)所示。 ,2,,dEz()x2 (3-57a) ,()zE2rxdz ,2,,dHz()y2,() (3-57b) zH2yrdz 3.7.1 无耗媒质 为了简化分析，首先考虑无耗媒质ζ=0中的平面波。在这种情况下，传播常数变为 α=0 (3-58a) β=ω (3-58b) ,, 因为α=0，所以电波在媒质中传播的时候没有衰减，固有阻抗变为 ,, (3-59a) ,, ,,0 (3-59b) , 因此，无耗媒质中的场矢量为 ，，,,EEtzEtz,,，，，，cos()cos(),,,,,, (3-60a) xmm ，,EE，,mm,,，,，，cos()cos(),,,,,,Htztz (3-60b) y,, ，，Etzcos(),,,,，Emx考虑式(3-60a)的第一项，部分表示沿z轴正方向传播的行波。注意波形上相应点出现的位置和时间，使其余弦函数的自变量具有相同的值，即 ，，,,,,,,tztz,，,,， 0011 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 这样，观察到波形上的a点必须是随时间的增加向z轴的方向移动，于是 ，,,,tz,，, 常数 由这个表达式推出的结果与时间相联系，就能得到等相位面移动的速度，这指的就是波的相速，如式(3-61)所示。 dz,1v,,, (3-61) dt,,, ,,Etzcos(),,,，，m同样的观察到项沿z轴负方向传播的行波，即向后传播的波。为了追踪波形上某点的移动轨迹，余弦函数的自变量必须是一个常数。对磁场强度矢量做类似的观察，可观察到向后传播的波，其磁场强度矢量的方向是沿着y轴的负方向。这是既重要又明显的，因为单个波的能流方向必须与波的传播方向一致。 参数指的是相位常数，其单位是弧度每米。所以随传播距离而同,,,,,, 步变化。波形上相对应的相邻点之间的距离称为波长，用λ表示，βλ=2π。因 1v,为对于无耗媒质，， ，所以，波长为 ,,,,,,, 2,v,, (3-62) ,f, 1v,频率增加的结果就是波长变短。应当注意，由于，所以波长是媒质特性的 ,, ,,,,,,函数。对于典型媒质材料，，，所以，波传播的相速比自由空间中的00 传播慢，波长更短。 3.7.2 有耗媒质 , 均匀平面波在无耗媒质和有耗媒质中传播时有两个重要的不同点。第一个不 ,同点是传播常数是为非零的实数α，这将导致在无耗媒质中传播的波应乘以幂 ,azazee指数和，如式(3-60)所示。很显然，仍然有向前传播和向后传播的波，，,az，,az(/)Ee,Eemm但是向前传播的波振幅为和，这两项都随着z的增加而减小(在,,azEem,传播方向上)，在某一固定时刻，其实z的函数。类似地，向后传播的波振幅为,,az(/)Ee,,m和，沿-z方向，也随着z减小而减小。因此，出于上述原因，的实 第3章电磁场与电磁波的基本理论 部α指的是衰减函数。 无耗媒质和有耗媒质的第二个不同点是有耗媒质的固有阻抗具有非零的相角，,,0,,0,,，而无耗媒质则是。在这里注意到向前传播的波的电场和磁场与向后 ,,传播的波的电磁场一样，都在时域中同相。然而，对于固有阻抗的阻抗角为 ,,的有耗媒质而言，将导致每个行波的电场和磁场在时域中相位都相差。相速度和波长之间的关系也定义为 ,v, (3-63) , 2,v,, (3-64) ,f, , 然而，对于有耗媒质，传播常数的虚部β不再等于。 ,,,, 3.7.3 导体与介质 注意由媒质的损耗给麦克斯韦方程组带来的变化只出现在安培定律中。由于,,0，安培定律可以写成 ,, ,，,，HjE(),,, (3-65) 与无耗媒质(ζ=0)的上述表达式(式(3-66))相比可以看到，可以先从无耗媒质的情况推出结果，然后用复介电常数来代替针对无耗媒质结果中的ε如式(3-67)所示，以使该结果中包含损耗。 ,, ,，,HjE,, (3-66) ,, ,,(1)j (3-67) ,,,,, ,,式(3-67)中项指的是媒质的接触损耗，它是频率的函数。各种不同材料接触损耗的数值可用实验的方法测量得到，并且可在手册中将几个频点上的值制成表, J,,cE格。应当注意在安培定律中电流包含两个部分:传导电流密度和位移电,, ,j,,JE流密度。正如以前所观察到得那样，传导电流代表了能量的存储。这两种电流的比值即为衡量材料损耗特性的尺度。传导电流和位移电流的相位相差090。 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 3.7.4 趋肤深度 趋肤深度的概念出现于整个对电磁场在导电材料媒质中的传播的分析中。考，,azEem虑有耗媒质中前向行波的传播。随着波在有耗媒质中的传播，波的振幅，将减弱。经过一段距离δ=1/α以后，振幅将减小1/e或37%。δ表示在某个频点上的趋肤深度或波仔材料中的穿透深度。 3.8 波的极化 通常用极化描述一种电磁波。波的极化(polarization)是给定点的电场其矢量端点作为时间函数的轨迹。在两个或更多个同频率的波仔同一方向传播时，极化则按所有波叠加后的合成波定义。媒质中某点的电场作为时间的函数沿直线震荡时称之为线极化波。若电场端点沿圆运动，称圆极化波。电场沿椭圆的路径，则称椭圆极化波。无一定极化的波，比如光波，通常称为随机极化波(randomly polarized wave)。 波的极化取决于发射源(诸如天线)。在 标准 excel标准偏差excel标准偏差函数exl标准差函数国标检验抽样标准表免费下载红头文件格式标准下载 广播频段，设计了垂直天线发射地波(ground wave)为垂直极化，因为由天线到地的E场是垂直的。在其他一些应用中，天线位于水平平面发射水平极化波。垂直和水平极化波二者都是线极化波的例子。 第4章定向天线制作过程及性能测试 第四章 定向天线制作过程及性能测试 4.1制作所依据的图形 螺旋天线的基本结构如图4-1(a)所示 图4-1(a) 图4-1(b) D-螺旋直径、C-螺旋周长、S-螺距、a-螺距角、L-一圈的长度、A-轴长、d-螺旋导线直径，若将螺旋天线的一圈展开，可显示几何参数之间的关系，如图4-1(b)所示。 22,DS， L= (4-1) ，， 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 4.2 需准备的相关材料和工具 1:直径40mmPVC管400mm，如图4-2: 图4-2 2:2.5平方毫米护导线2米，如图4-3: 图4-3 3:2.5mm厚铝板 4:SMA型同轴电缆接口一对，如图4-4: 第4章定向天线制作过程及性能测试 -4 图4 5:铜皮若干，如图4-5: 图4-5 6:热熔胶枪，如图4-6 图4-6 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 4.3制作所需要注意的事项 (1)馈线不能用普通导线，要用同轴电缆，因为普通导线对信号的衰减严重，抗干扰能力差，容易受到各种外来信号的干扰。同时，普通导线的特性阻抗不定，很难满足阻抗匹配要求，如果用普通导线作为天线馈线，当天线上感应到的信号经普通导线传向AP时，在AP输入端因阻抗不匹配将产生反射，被反射回去的信号在普通导线与天线之间又由于阻抗不匹配而发生反射，多次反射的结果会对天线的性能造成一定损害。而同轴电缆工作频率范围宽，损耗小，对静电耦合也有一定的屏蔽作用，所以馈线选择同轴电缆。但其长度要尽量减小，因为毕竟它还有一定得损耗。 (2)选则馈线时要看里面的网线股数是否很多，越多越好。 (3)大体制成后要调剂导线长度来尽量减小驻波比，因为驻波比过高，就可能有多种情况出现，比如天线感性失谐、天线理性失谐、天线谐振但馈电点不合适等。 (4)直角三角形的铜片必须安装，不能直接将接口与导线连接，否则阻抗不匹配，达不到预期的目标。 4.4 制作的过程 1:将PVC管截取为400mm,将两端用砂皮打磨平整 2:将护导线中的导线按33mm的间距绕在PVC管上，12匝，并用热融胶固定 3:裁剪高17mm长71mm的直角三角形的铜片，焊接与护导线的底端 4:在铝板的指定位置钻孔 5:将同轴电缆接口用螺丝固定于铝板上，将饶好线圈的PVC管粘在铝板上，此时要注意铜片的位置，注意不能和铝板短路。 6:将接口的内芯与小孔中的铜片焊接起来,并用热融胶做防水处理。 制作结束，成品如图4-7所示: 第4章定向天线制作过程及性能测试 图4-7 4.5性能测试 连接好匹配的接口，用万用表检查天线是否是电路现象，如没有就可以开始测试，因为学校没有检测的相关高等设备，所以只能与标准天线进行对比测试，因为天线的价格随增益的增加而直线上升，而室内大多数用5db的天线，所以选择与5db的天线进行对比测试，下面是几张测试得到的信号强度图。 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 图4-6 未加天线时的信号强度 图4-6 加标准5db天线时的信号强度 第4章定向天线制作过程及性能测试 图4-6 加自制天线后的信号强度 由图所知，加所制天线后接收信号强度最强，但因为缺乏动手经验，制作过程中匝间距、导线长度没有控制好，致使天线的驻波比偏高，导致天线的性能减弱，使信号强度和预期目标有了一定的差距。 电子科技大学成都学院本科毕业设计论文 第5章 总结 初级经济法重点总结下载党员个人总结TXt高中句型全总结.doc高中句型全总结.doc理论力学知识点总结pdf 在无线AP上使用高增益定向天线可以提供更大的传输范围和更高的数据率，它在很大程度上减少了不必要方向上的干扰，降低了干扰的可能性，并通过限制需要区域的散射传播和检测来得到较低的检测概率，由于它可以使多个节点同时传输，在很大程度上提高了空间复用率，随着无线网络的飞速发展，高增益定向天线的应用也必然会越来越广泛。 本设计侧重于理论方面，即研究定向天线的工作基本原理，在此基础上进行了天线的制作和相关测试。 本次毕业设计，笔者主要做了以下工作: (1)学习了天线、微波、通信等相关知识。 (2)熟悉了高增益定向天线在实际生活当中的应用。 (3)通过掌握的原理制作了天线，锻炼了自己的动手能力，获得了一定经验。 通过相关原理的学习，最终制作了天线，并进行了相关测试，所以本课设计的任务达到，尽管如此,鉴于作者本人学识浅陋,论文中难免有不到之处,诚请读者批评指正,并谅解。 翻译文稿