Уравнение волны для поглощающей среды
| Уравнения плоской и сферической волн |   |
Уравнением волны называется выражение, которое дает смещение колеблющейся точки как функцию ее координат (x, y, z) и времени t.
Эта функция должна быть периодической как относительно времени, так и координат (волна – это распространяющееся колебание, следовательно периодически повторяющееся движение). Кроме того, точки, отстоящие друг от друга на расстоянии l, колеблются одинаковым образом. Уравнение плоской волны Найдем вид функции x в случае плоской волны, предполагая, что колебания носят гармонический характер. Направим оси координат так, чтобы ось x совпадала с направлением распространения волны. Тогда волновая поверхность будет перпендикулярна оси x. Так как все точки волновой поверхности колеблются одинаково, смещение x будет зависеть только от х и t:
Найдем вид колебания частиц в плоскости, соответствующей произвольному значению x. Чтобы пройти путь x, необходимо время Следовательно, колебания частиц в плоскости x будут отставать по времени на t от колебаний частиц в плоскости
– это уравнение плоской волны. Таким образом, x есть смещение любой из точек с координатой x в момент времени t. При выводе мы предполагали, что амплитуда колебания Такой же вид уравнение (5.2.3) будет иметь, если колебания распространяются вдоль оси y или z. В общем виде уравнение плоской волны записывается так:
Выражения (5.2.3) и (5.2.4) есть уравнения бегущей волны. Уравнение (5.2.3) описывает волну, распространяющуюся в сторону увеличения x. Волна, распространяющаяся в противоположном направлении, имеет вид: Уравнение волны можно записать и в другом виде. Введем волновое число
где Так как
Уравнение сферической волны В случае, когда скорость волны υ во всех направлениях постоянна, а источник точечный, волна будет сферической. Предположим, что фаза колебаний источника равна wt (т.е.
где А равна амплитуде на расстоянии от источника равном единице. Уравнение (5.2.7) неприменимо для малых r, т.к. при Уравнение плоской и сферической волнПри описании волнового процесса требуется найти амплитуды и фазы колебательного движения в различных точках среды и изменение этих величин с течением времени. Эта задача может быть решена в том случае, если известно, по какому закону колеблется и как взаимодействует со средой тело, вызвавшее волновой процесс. Однако во многих случаях не существенно, каким телом возбуждена данная волна, а решается более простая задача. Задано состояние колебательного движения в некоторых точках среды в определенный момент времени и требуется определить состояние колебательного движения в других точках среды. Для примера рассмотрим решение такой задачи в простом, но вместе с тем важным случае распространения в среде плоской или сферической гармонической волны. Обозначим колеблющуюся величину через u. Этой величиной могут быть: смещение частиц среды относительно их положения равновесия, отклонения давления в данном месте среды от равновесного значения и т.д. Тогда задача будет состоять в отыскании так называемого уравнения волны – выражения, которое задает колеблющуюся величину u как функцию координат точек среды x, y, z и времени t: Пусть для простоты u – это смещение точек в упругой среде, когда в ней распространяется плоская волна, а колебания точек имеют гармонический характер. Кроме того, направим оси координат так, чтобы ось 0х совпала с направлением распространения волны. Тогда волновые поверхности (семейство плоскостей) будут перпендикулярными к оси 0х (рис. 7), и поскольку все точки волновой поверхности колеблются одинаково, смещение u будет зависеть только от х и t: u = u(x, t). Для гармонических колебаний точек, лежащих в плоскости х = 0 (рис. 9), справедливо уравнение:
Найдем вид колебаний точек плоскости, соответствующей произвольному значению х. Для того чтобы пройти путь от плоскости х = 0 до этой плоскости, волне требуется время τ = х/с (с – скорость распространения волны). Следовательно, колебания частиц, лежащих в плоскости х, будут иметь вид:
Итак, уравнение плоской волны (и продольной, и поперечной), распространяющейся в направлении оси 0х, выглядит следующим образом: Величина А представляет собой амплитуду волны. Начальная фаза волны α определяется выбором начал отсчета х и t. Зафиксируем какое-либо значение фазы, стоящей в квадратных скобках уравнения (2.3), положив Продифференцируем это равенство по времени с учетом того, что циклическая частота ω и начальная фаза α являются постоянными:
Таким образом, скорость распространения волны с в уравнении (2.3) есть скорость перемещения фазы, в связи с чем ее называют фазовой скоростью. В соответствии с (2.5) dx/dt > 0. Следовательно, уравнение (2.3) описывает волну, распространяющуюся в направлении возрастания х, так называемую бегущую прогрессивную волну. Волна, распространяющаяся в противоположном направлении, описывается уравнением и называется бегущей регрессивной волной. Действительно, приравняв константе фазу волны (2.6) и продифференцировав получившееся равенство, придем к соотношению:
из которого следует, что волна (2.6) распространяется в сторону убывания х. которая называется волновым числом и равна количеству длин волн, укладывающихся на интервале 2π метров. С помощью формул λ = с/ν и ω = 2πν волновое число можно представить в виде Раскрыв скобки в формулах (2.3) и (2.6) и приняв во внимание (2.8), придем к следующему уравнению плоских волн, распространяющихся вдоль (знак «-») и против (знак «+») оси 0х: При выводе формул (2.3) и (2.6) предполагалось, что амплитуда колебаний не зависит от х. Для плоской волны это наблюдается в том случае, когда энергия волны не поглощается средой. Опыт показывает, что в поглощающей среде интенсивность волны по мере удаления от источника колебаний постепенно уменьшается – наблюдается затухание волны по экспоненциальному закону: Соответственно, уравнение плоской затухающей волны имеет вид: где A0 – амплитуда в точках плоскости х = 0, а γ – коэффициент затухания. Теперь найдем уравнение сферической волны. Всякий реальный источник волн обладает некоторой протяженностью. Однако если ограничиться рассмотрением волны на расстояниях от источника, много больших его размеров, то источник можно считать точечным. В изотропной и однородной среде волна, порождаемая точечным источником, будет сферической. Допустим, что фаза колебаний источника ωt+α. Тогда точки, лежащие на волновой поверхности радиуса r, будут колебаться с фазой
Амплитуда колебаний в этом случае, даже если энергия волны не поглощается средой, постоянной не останется – она убывает в зависимости от расстояния от источника по закону 1/r. Следовательно, уравнение сферической волны имеет вид: где А – постоянная величина, численно равная амплитуде колебаний на расстоянии от источника, равном единице. Для поглощающей среды в (2.11) нужно добавить множитель e — γr . Напомним, что в силу сделанных предположений уравнение (2.11) справедливо только для r, значительно превышающих размеры источника колебаний. При стремлении r к нулю амплитуда обращается в бесконечность. Этот абсурдный результат объясняется неприменимостью уравнения (2.11) для малых r. Физика волновых процессов
ФИЗИКА ВОЛНОВЫХ ПРОЦЕССОВ 1. Волновое уравнение. Гармонические волны. Уравнение Гельмгольца. Фазовый фронт, фазовая скорость, длина волны. Стоячие волны. Неоднородные плоские волны. Цилиндрические и сферические волны. 2. Плоские электромагнитные волны в поглощающей среде. Глубина проникновения. Поток мощности. Скорость волны. Поверхностный импеданс металлов. Скин-слой. 3. Дисперсия волн. Волновой пакет. Фазовая и групповая скорости. Нормальная и аномальная дисперсии. Дисперсионное уравнение. 4. Прохождение плоской волны через границу раздела двух сред. Коэффициенты Френеля. Явление полного внутреннего отражения. Угол Брюстера. Приближенные граничные условия Леонтовича. 5. Плоские электромагнитные волны в анизотропных средах. Продольное и поперечное распространение в намагниченной плазме. Обыкновенная и необыкновенная волны. Эффекты Фарадея и Коттона-Мутона. 6. Излучение волн. Ближняя и дальняя зоны. Диаграмма направленности линейного излучателя. Понятие области мнимых углов. Излучение волн плоским раскрывом. 7. Электромагнитные волны в направляющих системах. ТЕ, ТМ и ТЕМ волны. Критическая частота. Длина волны в направляющей системе. Волновое сопротивление линии передачи. 8. Приближение геометрической оптики. Уравнение эйконала. Световые лучи. Область применимости лучевого приближения. Принцип Ферма. Рефракция. Волновое уравнение. Гармонические волны. Уравнение Гельмгольца. Фазовый фронт, фазовая скорость, длина волны. Стоячие волны. Неоднородные плоские волны. Цилиндрические и сферические волны. Зададим некоторое возмущение, распространяющееся в пространстве, в виде U=U(at–bs), где t – текущее время; s – пространственная координата, вдоль которой распространяется возмущение, и продифференцируем 2 раза по t и 2 раза по s:
сравнивая (1) и (2) и учитывая, что
Перейдя к характеристическим переменным Здесь предполагается, что U изменяется только в одном направлении s, задаваемом единичным вектором m, тогда s = (mr) (r – радиус-вектор точки наблюдения). В некоторый момент времени t=to U() = const, если s = const. Т. к. (mr) = const – уравнение плоскости, то Если (приведенное волновое уравнение или уравнение Гельмгольца). Это уравнение описывает распространение гармонических свободных волн. Величина Если волна распространяется в направлении единичного вектора m, можем ввести вектор k = km (волновой вектор), тогда ks = (kr), и поверхность равных фаз ks = const определяется уравнением плоскости (kr) = const, нормальной к направлению распространения волны. Если k – вещественный вектор, то А=const всюду. Такая волна называется однородной плоской волной. Функция F удовлетворяет однородному уравнению Гельмгольца и в том случае, если k=k+ik но при условии, что |k|2 = k2 – вещественно, т. е. (kk) = 0, а |k|2–|k|2 = k2. В этом случае решение Для произвольной зависимости от координат однородное волновое уравнение имеет следующий вид В цилиндрических координатах В сферических координатах 1. , , Сухоруков волн. — М.: Наука, 1979. 2. Вайнштейн волны. — М.: Радио и связь, 1988. Плоские электромагнитные волны в поглощающей среде. Скорость волны. Глубина проникновения. Поверхностный импеданс металлов. Скин-слой. Поток мощности.В средах с потерями (s ¹ 0) имеем: [ÑH] = iweE+sE = iw (e — is /w)E = iw mотн= 4p10-7[Гн/м] ). Пусть в такой среде вдоль оси z распространяется плоская гармоническая волна, удовлетворяющая уравнениям: Здесь: a – коэффициент затухания, b – коэффициент фазы, Zo – волновое сопротивление среды Таким образом, в поглощающей среде амплитуда уходящей волны убывает по экспоненциальному закону, уменьшаясь в e раз на расстоянии d=1/a, которое называется глубина проникновения (скин-слой), длина волны l=2p/b и фазовая скорость vф=w /b уменьшаются по сравнению с непоглощающей средой, в среде с электрическими потерями Ну отстает по фазе от Еx на величину d /2 (в среде с магнитными потерями, когда комплексной величиной является m , Ну опережает Еx), поверхность равных фаз совпадает с поверхностью равных амплитуд. Для сред с tg d >>1 (металлы) В среде с потерями поток мощности через единицу поверхности П=[EH*] становится комплексным. Мгновенное значение Пz равно Пz=
Компоненты поля в первой и во второй средах имеют вид: 2. Параллельно поляризованная волна Поле падающей волны: компоненты поля отраженной волны: компоненты поля преломленной волны:
На границе раздела (у=0) для любых z должно выполняться Нпадexp(-ik1zsinq) + Нотрexp(-ik1zsinq¢) = Нпрexp(-ik2zsiny), Откуда следуют законы Снелиуса: sinq = sinq¢ и k1sinq = k2siny. Учитывая Еt1= (НпадZ01+ НотрZ01)cosq и Еt2= НпрZ02cosy, запишем граничные условия для параллельно поляризованной волны в виде: где Rêê и Têê – коэффициенты Френеля для параллельно поляризованной волны. (Rêê – коэффициент отражения, Têê – коэффициент прохождения). R2êê + T2êê= 1. |
.
. Пусть колебание точек, лежащих в плоскости 
, имеет вид (при начальной фазе 
)
.
,
. Это будет, если энергия волны не поглощается средой.
, или 
.
.
, или в векторной форме:
,
– волновой вектор, 
– нормаль к волновой поверхности.
, то 
. Отсюда 
. Тогда уравнение плоской волны запишется так:
.
). Тогда точки, лежащие на волновой поверхности радиуса r, будут иметь фазу 
. Амплитуда колебаний здесь, даже если волна не поглощается средой, не будет постоянной, она убывает по закону 
. Следовательно, уравнение сферической волны:
, или 
,
, амплитуда стремится к бесконечности. То, что амплитуда колебаний 
, следует из рассмотрения энергии, переносимой волной.
(2.3)
(2.4)
(2.5)
(2.6)
(2.7)
(2.8)
(2.9)
.
(2.10)
(2.11)
(1) 
(2)
, где v – скорость распространения возмущения, убеждаемся, что U(s,t) удовлетворяет однородному дифференциальному уравнению в частных производных второго порядка гиперболического типа (уравнению Даламбера), которое принято называть волновым уравнением:
(1-я каноническая форма).
, можем записать уравнение в виде 
(2-я каноническая форма). Эти уравнения описывают распространение возмущения в пространстве в виде свободных волн. Интегрируя последнее уравнение, находим решение в виде суперпозиции двух волн: 
, первая из которых является уходящей, а вторая – приходящей. Волны, соответствующие решению однородного волнового уравнения, называются свободными волнами.
представляет собой плоскую волну, бегущую в направлении m. Аргумент определяет фазу волны. Плоскость, на которой фаза постоянна (фазовый фронт, поверхность равных фаз) перемещается в пространстве со скоростью v (фазовая скорость).
, то функция U может быть представлена в виде интеграла Фурье 
(образ). Подставив U(s,t) в волновое уравнение, видим что она будет решением, если ее образ F(s,) удовлетворяет уравнению 
определяет пространственную периодичность функции F и называется волновым числом. Решение уравнения Гельмгольца 
представляет суперпозицию двух гармонических волн c амплитудами A1, A2 и фазами (wt+j–ks), (wt+y+ks), бегущих навстречу друг другу. Расстояние, которое гармоническая волна пробегает за период колебаний Т, или расстояние между точками с одинаковой фазой колебаний называется длина волны l. Тогда k=
. Пусть начальные фазы j и y равны нулю. При А2= 0 имеем уходящую бегущую гармоническую волну 
, а при А1=0 – приходящую бегущую гармоническую волну 
. Если А1=А2=А, то 
, т. е. решение представляет собой синфазное гармоническое колебание, амплитуда которого имеет периодическую пространственную зависимость с периодичностью l/2. Такую ситуацию называют стоячая волна. Точки, в которых F(s) имеет максимум или минимум называют, соответственно, пучностями и узлами стоячей волны. Расстояние между соседними узлами (или пучностями) называется длиной стоячей волны lст = l/2.
описывает неоднородную плоскую гармоническую волну, у которой поверхность равных фаз и поверхность равных амплитуд – плоскости, ортогональные друг другу, а скорость меньше, чем у однородной волны с той же частотой и в той же среде.
. Чтобы плоская волна распространялась в направлении оси х (в прямоугольной системе координат), должно выполняться 
, т. е. источником плоской волны является бесконечная плоскость y0z.
. Если возмущение исходит от бесконечного цилиндра, то 
, и волновое уравнение имеет вид 
. После несложных преобразований его можно привести к виду: 
. При больших значениях r имеем 
. Решением этого уравнения является 
откуда следует, что поверхность равных фаз – цилиндр, а амплитуда волны убывает пропорционально 
. Такая волна называется цилиндрической.
. При точечном источнике 
волновое уравнение можно представить в виде: 
. Его решение – 
. В этом случае поверхность равных фаз – сфера, и амплитуда уходящей волны убывает как 
. Такая волна называется сферической.
E, где
=
—
=
— is /w = =e (1-itgd), tgd =s /we — тангенс угла электрических потерь. e = e0eотн,; m=m0mотн ;. (eотн=10-9/36p [Ф/м],
, где волновое число 
= w 
оказывается комплексной величиной: 
= b — ia.. Из соотношения w 2m (1–itgd) = (b – ia)2, находим: 
, 
. Решение для уходящей волны: Ex=E0 e–a ze–ib z, Hy=
e–aze–ib z
, 
, ( 0£d/2
, d®p/2, v =
,
, ZS= 
– поверхностный импеданс металла. На границе с хорошо проводящей средой используются приближенные граничные условия: [En] = ZS[n[nH]] — граничные условия Леонтовича.
cos(w t-b z)cos(w t-b z —d/2) = 
[cos2(wt-bz)cos(d/2) + 0.5sin2(w t-b z)sin(d/2)]. Первое слагаемое определяет пульсирующий поток, т. е. мощность, переносимую волной, второе – колеблющийся с удвоенной частотой поток мощности, среднее за период значение которого равно нулю (часть периода поток мощности направлен в обратную сторону). Скорость переноса энергии определяется отношением среднего за период потока мощности к средней плотности энергии vэ = Пср/Wср. В плоской свободной волне запас электрической энергии равен запасу магнитной энергии Wэ = Wм, следовательно Wср= 0,5 Re(Wэ+ Wм) = Re(|
|
e—id +
) = |
(cos d+1)=|
cos2 (d/2). Пср=0.5Re(
e—id/2)= =
cos d/2 . Таким образом, vэ = 1/
cos (d/2), т. е. при наличии потерь скорость переноса энергии становится меньше.
– фазовая скорость (скорость перемещения фазового фронта). Если b(w), то vф(w), причем может быть vф > c. Означает ли это, что можно передать информацию со скоростью, превышающей скорость света с ?
. Каждой составляющей спектра соответствует плоская гармоническая волна, следовательно в точке z > 0 имеем: 
. Если b=b(w), можем перейти к пространственному спектру, т. е. dw®db, тогда 
. Выделим вблизи максимума огибающей спектра с частотой wо участок спектра 2Dw = w1 — w2. Пусть Dw vф (vф
совпадают по направлению – дисперсия положительная, Если 
). Чтобы гармоническая волна сохраняла форму при любой частоте, необходимо, чтобы в числе решений было решение вида: p = eiw t ± i (kr). Пусть Â переводит р в некоторую функцию q: Â( p) = q. Если qº0, то p – свободная волна в данной среде. Продифференцируем по t, учитывая линейность и однородность Â: 
, т. е. 
, где комплексная амплитуда 
не зависит от t, но может зависеть от w. Подставив p и q в уравнение Â( p) = q, получим уравнение, не зависящее от t, и содержащее w как параметр. Если продифференцировать по координатам, получим: Ñq=ÑÂ(p)=Â(±ikp)= ±ikÂ(p)= ±ikq, т. е. Ñq=±ikq, следовательно, можно представить q в виде: q=f(w,k)eiw t ± i(kr), где f(w,k) кроме w и k может зависеть только от коэффициентов оператора. При произвольных w и k p = eiw t ± i (kr) не свободная волна, т. к. не является решением уравнения Â( p) = 0. Чтобы определить, какие свободные волны могут распространяться (имеют право на существование) в данной среде, необходимо выбрать такие w и k, чтобы 
. Это уравнение называют дисперсионным уравнением. Каждому значению w соответствует решение этого уравнения относительно k, и каждому k – относительно w. Для изотропной среды это уравнение содержит только |k| и его можно привести к виду 
– дисперсионное уравнение для данной среды.
. Ищем волну в виде: j = еiw t – i k x – k z. Получаем дисперсионное уравнение: 
. Отсюда vф= g /w, т. е. vф зависит от w, следовательно, существует нормальная дисперсия (vф
, где G – коэффициент изгибной жесткости. Ищем решение в виде: еiw t – i k x, получаем дисперсионное уравнение 
, откуда 
, т. е. имеется аномальная дисперсия (vф
q – угол падения, q¢– угол отражения,
exp[-ik1(-ycosq+zsinq)],
exp[-k1(ycosq¢+zsinq¢)].
exp[-ik2(ycosy+zsiny)].
откуда 
, 
,
, 
,
Н2х=Нпрexp[-ik2(ycosy+zsiny)], Е2= НпрZ02exp[-ik2(ycosy+zsiny)].
откуда 
, 
,
, 
,Компоненты поля в первой и во второй средах имеют вид:
Для диэлектриков m1= m2= m0, и коэффициенты Френеля можно записать в виде:
,
где 
– показатели преломления первой и второй среды, соответственно.
Анализ этих выражений показывает, что для параллельно поляризованной волны существует угол падения qБ = p/2 – y, при котором R||=0. Этот угол, определяемый из соотношения tgqБ=
, называется угол Брюстера или угол полной поляризации, т. к. при падении под углом qБ на границу раздела волны с произвольной поляризацией отраженная волна становится нормально поляризованной, т. е. имеет линейную поляризацию.
Из закона Снелиуса sin y = 
следует, что в случае n1>n2 (волна надает из более плотной среды) существует критический угол падения qкр, при котором siny =1. Если q >qкр, то siny >1 (это возможно, если y мнимая величина), и cosy = 
также становится мнимой величиной. В этом случае поле во второй среде имеет характер неоднородной плоской волны (боковой волны), скорость которой меньше скорости света, амплитуда в направлении нормали к границе раздела убывает по закону 
, т. е. вдали от границы раздела поле отсутствует, энергия переносится вдоль границы. Это явление называется полным внутренним отражением.
При падении волны из свободного пространства на границу раздела с хорошо проводящей средой, у которой tgd>>1, siny Þ 1, т. е. тангенциальные компоненты поля на поверхности проводника непрерывно переходят в поперечные компоненты поля уходящей вглубь проводника волны. Соотношение между ними можно записать в виде Еt=Zos[Htyo], где Zos – поверхностный импеданс проводящей среды, yo – орт нормали к границе раздела. Это импедансное граничное условие называют приближенным граничным условием Леонтовича.
1. , Зернов поля и волны. — М.: Сов. радио, 1971.
2. , Никольская и распространение радиоволн. М. Наука, 1989
Волны в анизотропных средах
Для изотропных сред, свойства которых не зависят от направления, B = mH и D = eE, где e и m — скалярные величины, следовательно: Bx= mHx, By=mHy, Bz=mHz, Dx= eEx, Dy=eEy, Dy=eEy. Существуют анизотропные среды, которые в разных направлениях имеют различные свойства, т. е. связь между проекциями векторов B и H или D и E описывается соотношениями
Bx= mxxHx+ mxyHy + mxzHz, By= myxHx+ myyHy + myzHz, Bz= mzxHx+ mzyHy + mzzHz, .
Dx= exxEx+ exyEy + exzEz, Dy= eyxEx+ eyyEy + eyzEz, Dz= ezxEx+ ezyEy + ezzEz, .
Формально эту связь принято представлять в виде 
и 
, где 
и 
являются тензорами диэлектрической и магнитной проницаемости, соответственно:
В природе неизвестны вещества, у которых одновременно e и m имеют тензорный характер, поэтому в дальнейшем будем рассматривать вещества, обладающие или диэлектрической или магнитной анизотропией.
Типичными представителями анизотропных сред являются намагниченные плазма и феррит.
Плазма — электрически нейтральный газ, в котором значительная часть атомов или молекул ионизирована
Под действием электрического поля на каждый электрон действует сила Fk= –Eeo (кулоновское взаимодействие). Если движущийся со скоростью v электрон находится в постоянном магнитном поле Н=, на него действует сила Лоренца Fл = –eomo[vH=], вследствие чего электрон получает также вращательное движение. В этом случае уравнение движения электрона имеет вид: 
, где r – смещение электрона относительно исходного положения, mо и eо – масса и заряд электрона. При смещении электрон приобретает электрический момент p = reo. Пусть H== zoH= и E=Eeiwt. Решение ищем в виде r = reiwt. Если N – концентрация электронов, то электрический момент единицы объема (вектор электрической поляризации) Ре=Nreo. Тогда уравнение движения для единицы объема (без учета столкновения электронов): –w2moPe=NeoE–iweomoH=[Pezo]. Обозначив wm= moeoH=/mo – частота гиромагнитного резонанса (частота вращения электрона) и wo = eo2N ¤ mo eo – критическая частота плазмы, имеем 
. Учитывая, что D=Pe+eoE, получаем: 
, где 
, 
, 
. При изменении направления Нz меняется знак b.
Продольное распространение плоской волны в намагниченной плазме
При продольном распространении (вдоль H=) 
. Решение ищем в виде плоских гармонических волн: Ez=Hz=0, Ex, y=E0x, y e–ikz, Hx, y=
e–ikz. Подставляя в уравнения Максвелла [ÑH]=iwE, [ÑE]=–iwmH, имеем систему уравнений:
–ik
= –iw(exE0x–ibE0y) , kE0y= wm
,. из второй пары уравнений k=wm /Z01, k=wm /Z02.
ik
= iw(ibE0x+exE0x), kE0x= wm 
Подставляя в первую пару, получаем
(k2–w2exmo)E0x= –iw2bmoE0y откуда следует Е0y= iE0x и дисперсионное уравнение:
(k2–w2exmo)E0y= iw2bmoE0x, (k2–w2exmo) = ±w2bmo или k1,2 = w
, Z01,2=
.
Таким образом, получили два решения, следовательно в намагниченной плазме одновременно распространяются две волны с волновыми числами k1=w 
и k2=w
, имеющие разные волновые сопротивления Z01 = 
и Z02 =
:
Ex1=E01cos(wt–k1z) волна круговой Ex2=E02cos(wt–k2z) волна правого вращения,
Ey1=E01sin(wt–k1z) поляризации левого Ex2=E02sin(wt–k2z) при ex=b, k2 Þ 0, поэтому ее
Hx1= – 
sin(wt–k1z) вращения H02= 
sin(wt–k2z) называют необыкновенная волна.
Hy1= –cos(wt–k1z) k1=ko 
Hy2= 
cos(wt–k2z) k2=ko
Необыкновенная волна при w Þ wm исчезает вследствие резонансного поглощения (явление гиромагнитного резонанса). Полное поле можно представить в виде: Еx=Ex1+Ex2=2Eocos[0.5(k1–k2)z]cos[wt–0.5(k1–k2)z], Еy=Ey1+Ey2=2Eosin[0.5(k1–k2)z]cos[wt–0.5(k1–k2)z], в каждый момент времени Еx и Еy синфазны, угол наклона вектора Е относительно оси x: q = arctg(Ex/Ey) = 0.5(k1–k2)z, т. е. поле имеет линейную поляризацию, но плоскость поляризации медленно вращается при распространении волны. Это явление называется эффект Фарадея. Угол, на который поворачивается плоскость поляризации при прохождении волной единицы длины q! = 0.5(k1–k2), называется постоянная Фарадея. Среды, в которых наблюдается эффект Фарадея, называются гиротропными (вращающими). Этот эффект невзаимный, т. к. при изменении направления Н= меняет знак b. Поскольку Z01 ¹Z02, поле Н имеет эллиптическую поляризацию.
Поперечное распространение в намагниченной плазме
При поперечном распространении (вдоль оси х) 
. Тогда уравнения Максвелла имеют вид:
0 = iw(exEx–ibEy) 
= iwmoHy Ищем решение в виде Ex, y= E0x, yeikx. Подставляя в уравнения
= iw(ibEx+exEy) 
= iwmoHz Максвелла, получаем две системы уравнений, описывающих
= iwezEz Hx = 0 поведение двух волн:
kH0y = wezE0z дисперсионное уравнение для этой волны: k2 = w2ezmo или 
. Эта
kE0z = wmoH0y волна «не чувствует» постоянного магнитного поля и называется обыкновенной. Волновое сопротивление обыкновенной волны Zоб=
, фазовая скорость – vоб = 
.
kE0y = wmoH0z Эта волна кроме поперечной имеет продольную составляющую вектора Е, причем
kH0z = w(ibE0x+ exE0y) E0x находится в квадратуре с E0y, т. е. вектор Ен вращается в плоскости x0y.
exE0x = ibE0y Исключая E0x и H0z, получаем дисперсионное уравнение для этой волны: 
, откуда kн = 
. Вследствие таких особенностей эта волна называется необыкновенной. Волновое сопротивление для необыкновенной волны Zн=
, фазовая скорость – vн = 
При отсутствии потерь вектор Пойнтинга имеет вещественную продольную составляющую и мнимую поперечную. Учитывая 
видим, что при w Þwm, ex Þ – ∞, vн Þ 0, т. е. эта волна исчезает (поперечный магнитный резонанс). При поперечном распространении (для w ¹ wm) полное поле H = y0Hоб + z0Hн, E = z0Eоб + Eн. Поскольку 
и kн ¹ kоб, при поперечном распространении волны периодически меняется вид поляризации. Это явление называется эффект Коттона — — Мутона.
Аналогичные явления имеют место и при распространении волн в намагниченном феррите – веществе, обладающем магнитными свойствами ферромагнетиков (mотн=5¸10000) и электрическими свойствами диэлектриков (eотн=5¸20). В магнитном поле магнитная ось атома прецессирует вокруг направления поля Н=, вследствие чего магнитная проницаемость феррита становится тензором
, где 
, a = mо
. Для получения выражений, описывающих поведение волн в феррите, достаточно воспользоваться принципом двойственности, т. е. в выражениях для плазмы сделать взаимную замену: H Û E, e Û –m.
Литература. , Зернов поля и волны. — М.: Сов. радио, 1971.
Излучение волн. Ближняя и дальняя зоны. Диаграмма направленности линейного излучателя. Понятие области мнимых углов. Излучение волн плоским раскрывом.
Излучение – процесс преобразования энергии источника в энергию свободных волн. Математически задача сводится к решению неоднородного волнового уравнения. В случае электромагнитных волн удобнее использовать векторные потенциалы: Ñ2Ae+ k2Ae = –j ст e, Ñ2Am+ k2Am = –j ст m, где Ae и Am– электрический и магнитный векторные потенциалы, j ст e и j ст m– объемные плотности электрических и магнитных сторонних токов, заданных в объеме Va. Используя метод функции Грина, запишем решение в виде:
, (1)
где 
– координаты точки наблюдения, 
– координаты точки источника, r– расстояние от точки источника до точки наблюдения. Для вычисления компонент поля используются соотношения:
Если rо и r¢ радиус-векторы точки наблюдения и точки источника, то 
, где a –угол между rо и r¢. При rо > r¢, разложив в ряд Тейлора, имеем: r = rо– r¢cosa + (r¢2sin2a)/2ro+( r¢3cosasin2a)/2 r2о+ … .
В зависимости от расстояния до точки наблюдения используются разные приближения:
а) при r >> r¢, дальняя зона (зона Фраунгофера) в показателе экспоненты используется первое приближение: r @ rо– r¢cosa. Минимальное значение rмин, (граница дальней зоны) начиная с которого можно пользоваться этим приближением, определяется из условия (r¢2sin2a)/2ro
выражение (1) имеет вид
.
При вычислении Е и Н по формулам (2) отбрасываются слагаемые, пропорциональные r–2 и r–3. Тогда Еq= – ik(ZоАqе+Аjм), Еj=–ik(ZоАjе+Аqм), Еr=0; Нj= Еq ¤ Zо, Нq= –Еj ¤ Zо, Нr=0; где Zо– волновое сопротивление среды;
Аq=Аxcosq cosj+Аycosq sinj +Аzsinq , Аj= –Аxsinj +Аycosj, Аr=Аxsinq cosj+Аysinq sinj + Аzcosq.
В общем случае поле в дальней зоне можно представить в виде: Е= Ео
f(q,j)p(q,j)eiY(q,j). Таким образом, в дальней зоне а) поле поперечно; б) в окрестности точки наблюдения Еq=НjZо, Еj=НqZо, т. е. поле имеет характер плоской волны; в) в общем случае поле имеет эллиптическую поляризацию, которая определяется векторной функцией p(q,j) (поляризационной характеристикой); г) зависимость поля от расстояния 
, т. е. поле является суперпозицией сферических волн; д) угловое распределение в дальней зоне не зависит от r и определяется функцией f(q,j), которая называется амплитудная диаграмма направленности (зависимость амплитуды поля от направления в дальней зоне при фиксированном расстоянии). Форма диаграммы направленности (ДН) характеризуется направлением максимума qо,jо, шириной главного лепестка (на уровне половинной мощности) Dq0,5, Dj0,5 и уровнем боковых лепестков УБЛ (отношение амплитуд максимально бокового лепестка и главного); е) поток мощности Пr=(|Еq|2+|Еj|2)/2Zо, Im П=0; ж) форма поверхности равных фаз зависит от фазовой диаграммы направленности Y(q,j), и не всегда является сферой с центром в начале координат. Если поверхность равных фаз сфера, то ее центр называется фазовым центром излучателя.
При r l быстрее изменяется fc(q), поэтому рассмотрим зависимость множителя системы от скорости волны тока, определяемой значением b. Введем величину y=kcosq, имеющую смысл пространственной частоты (–¥ k, называется областью мнимых углов, т. к. при этом cosq>1. Видно, что уменьшение скорости волны тока приводит к смещению максимума ДН от нормали к оси излучателя. Если скорость волны тока меньше скорости света (b>k), большая часть энергии “излучается” в область мнимых углов, т. е. отсутствует в дальней зоне и находится вблизи излучателя.
Для синфазного излучателя Dq0,5=51оl / L, УБЛ=0.21.
Излучение волн плоским раскрывом (апертурой)
Пусть на прямоугольной площадке, расположенной в плоскости x,y задано распределение поверхностных токов Je, m(x¢, y¢). В дальней зоне 
, где u = ksinqcosj, v = ksinqsinj, S = a×b – площадь раскрыва. Тогда Eq= –ik(ZoAeycosqsinj – Amxsinj) = 
,
Ej= –ik(ZoAeycosj– Amx cosqcosj)= 
. Если источником излучения
является поверхность с заданным на ней распределением электромагнитного поля, например раскрыв рупорной антенны, то согласно принципу эквивалентных токов Je=[Hn], Jm= – [En]. В этом случае Jmx= Eаy, Jey= – Hаx= – Eаy/Zф (здесь Zф= Eаy/Hаx – сопротивление фронта волны, возбуждающей раскрыв) и выражения для полей имеют вид:
Таким образом, излученное поле является суперпозицией сферических волн, имеет в общем случае эллиптическую поляризацию и диаграмма направленности излучателя может быть представлена в виде произведения множителя элемента на множитель системы: f(q, j) = fэ (q, j)fc(q, j), где fэ (q) = 
при j = 0, и fэ (q) = 
при j = 90о, т. е. при Zф @ Z0 ДН элемента излучающей поверхности имеет форму кардиоиды. Если Eаy(x¢,y¢) = Eа1y(x¢)×Eа2y(y¢), то множитель системы fc(q, j) = 
= 
, и при равномерном синфазном распределении поля в раскрыве fc(q, j) = 
.
Литература
1. , , Грудинская и распространение радиоволн. — М.:Сов. радио,1979.
Электромагнитные волны в направляющих системах. ТЕ, ТМ и ТЕМ волны. Критическая частота. Длина волны в направляющей системе. Волновое сопротивление линии передачи.
Плоские однородные волны – простейший тип волнового процесса. При наличии границ возникают неоднородные плоские волны, распространяющиеся вдоль этих границ, т. е. возникают плоские направляемые волны. Это делает возможным передачу энергии на большие расстояния с минимальными потерями. Варианты конструктивного исполнения направляющих систем (линий передачи) приведены на рисунке.
Будем считать эти системы продольно однородными (их свойства сохраняются в одном прямолинейном направлении, например, вдоль оси z). Свободные плоские гармонические волны, способные распространяться в направляющей системе, определяются из однородных уравнений Гельмгольца: Ñ2Е + k2E = 0, Ñ2H + k2H = 0. В отличие от плоской волны в неограниченном пространстве, в направляющих системах могут существовать неоднородные плоские волны, имеющие продольную составляющую поля Еz или Нz. Связь между продольными и поперечными составляющими поля определим, используя метод разделения переменных, т. е. полагая Е = Е^(x,y)×exp(±igz), H = H^(x,y)×exp(±igz). Здесь g – продольное волновое число, определяющее скорость распространения волны вдоль z. Для поперечных компонент поля имеем Ñ2Е^+ (k2– g2) E^= 0, Ñ2Н^+ (k2– g2) Н^= 0, где (k2– g2) = c2 – поперечное волновое число, k2 = w2em, e и m – параметры среды, заполняющей линию передачи. Используя координатную запись однородных уравнений Максвелла относительно комплексных амплитуд Е и Н, имеем:
rot H = iweE 
+ igHy = iweEx igEx+ 
= iwmHy решая относительно Еx и Нy, а затем
rot E = –iwmH 
+ igEy = –iwmHx igHx + 
= – iweEy относительно Еy и Нx, получаем систему уравнений, связывающих поперечные и продольные составляющие поля:
полагая E┴ = xoEx+ yoEy и H┴ = xoHx+ yoHy ,
в векторной форме имеем:
, т. о., для нахождения структуры поля достаточно решить Ñ2Еz+ c2 Ez = 0 и Ñ2Hz+ c2 Hz = 0. В зависимости от структуры поля направляемые волны делятся на
поперечные – ТЕМ или Т волны (отсутствуют продольные составляющие поля),
электрические – ТМ или Е волны (имеется продольная составляющая электрического поля),
магнитные – ТЕ или Н волны (имеется продольная составляющая магнитного поля),
гибридные – ЕН волны (имеется продольные составляющие электрического и магнитного поля).
Критическая частота: для волн Е и Н типа из c2 = (k2– g2) следует, что 
является вещественной величиной, если c £ k, в этом случае Е
exp(–igz), т. е. амплитуда волны, распространяющейся вдоль z остается постоянной и меняется только фаза. Если c > k, то g – мнимая величина, следовательно, постоянной остается фаза и по экспоненте убывает амплитуда. При g= 0 имеем: c = k = 2pfкр 
, где fкр= c /2p 
– критическая частота, которой соответствует критическая длина волны lкр=2p/c. Таким образом, длина волны в направляющей системе 
, фазовая скорость vф = 
, и передача энергии по волноводным линиям (трубам) возможна только при f >fкр.
Для ТЕМ волн (Еz =0 и Нz = 0) c2= 0, следовательно, g = k и fкр= 0, т. е. передача энергии возможна на всех частотах, включая нулевую (постоянный ток).
Волновое сопротивление линий передачи определяется исходя из следующих соображений:
используя систему уравнений, связывающих продольные и поперечные составляющие поля, получаем
для Е(ТМ) волн (Нz=0): 
, 
, откуда 
, т. е. 
, где Z0= 
– волновое сопротивление среды, заполняющей линию передачи.
Для Н(ТЕ) волн (Еz=0): 
, 
, откуда 
, т. е.
. Для ТЕМ волн (Нz=Еz=0, g=k) имеем: , откуда 
. Поскольку ТЕМ волны могут существовать только в двухпроводных линиях, если расстояние между проводниками > 2(ÑA)( ÑL) ® koAn >>(ÑA) (т. к. |ÑL| = n), или |
| > Ñ2L ® 2-я производная связана с кривизной ПРФ. Для плоской кривой L=f(x) радиус кривизны
, полагая 
, имеем 
, т. е. радиус кривизны волнового фронта должен быть>>l. С другой стороны, |Ñ2L|=|Ñ(ÑL)|=|Ñn|, т. е. 
, следовательно
изменение n на длине волны должно быть > Ñ2A – это условие связано с кривизной поверхности равных амплитуд rА и может быть записано в виде 2pnrA/l >>l/2pnA2, т. е. радиус кривизны ПРА, отнесенный к l, должен быть >> l. Чтобы пренебречь дифракционными явлениями размер фронта волны D должен быть >> l/n. Эти условия не выполняются в точках, где пересекаются лучи (фокус оптических систем); в средах с резкими неоднородностями; в мутных средах; при прохождении поверхностей с поглощающими экранами и т. д.
В неоднородной среде луч, соединяющий две точки р1 и р2, является кривой линией. Для каждой точки луча имеем: dL= (grad L×dr)=| grad L||dr|=k0n(r)dl, где dr направлен по лучу, dl – элемент длины пути. Изменение фазы вдоль луча равно 
. Принцип Ферма утверждает, что интеграл вдоль луча имеет стационарное значение, т. е. первая вариация dL относительно соседних путей интегрирования равна нулю. Учитывая, что dl/v = dt и n(r)=c/v(r), где dt – время прохождения пути dl со скоростью v, с – скорость света в вакууме, имеем 
=
, где интеграл 
дает время, затрачиваемое светом на прохождение пути от р1 до р2. Это позволяет сформулировать принцип Ферма следующим образом: лучом, соединяющим две точки является тот путь, который делает стационарным время, затрачиваемое на его прохождение. Ферма в 1657г. сформулировал его следующим образом «Природа всегда следует наикратчайшему пути». Однако таких путей может быть много, например, оптические длины всех путей, соединяющих точку предмета с точкой изображения, одинаковы (принцип таутохронизма).
В однородной среде луч – прямая линия. При переходе границы раздела между двумя различными средами луч меняет направление. Соединим лучом точку р1(0,у1) в среде с показателем преломления n1 с точкой р2(а,у2) в среде с показателем преломления n2. Луч пересекает границу раздела в точке (х,0). Полное время распространения света от р1 до р2 равно t = 
. Используя условие стационарности , получаем: . Учитывая, что , , где q – угол между направлением луча и нормалью к границе раздела, имеем: n1sinq1 = n2sinq2 – закон преломления.
. Используя условие стационарности 
, получаем: 
. Учитывая, что 
, 
, где q – угол между направлением луча и нормалью к границе раздела, имеем: n1sinq1 = n2sinq2 – закон преломления.
В плоскослоистой среде луч искривляется. Это явление называется рефракция. Радиус кривизны луча r для плоскослоистой среды определяется следующим образом: согласно рисунку r=ab/dq. Из закона преломления имеем: nsinq= =(n+dn)sin(q+dq) »nsinq +ncosq dq +sinq dh. Отсюда ncosq dq = = – sinqdh. Из подобия треугольников abc и Оab находим 
. Таким образом, 
.
Для нормального состояния атмосферы 
и радиус кривизны луча в радиодиапазоне rрад»25000км, в оптическом диапазоне – rоп»50000км. При расчете радиотрасс считается, что луч распространяется по прямой, q=90о, но радиус Земли принимается равным 
, где аз – радиус Земли, равный 6370 км. Для нормальной атмосферы 
и аэкв= 8500 км, т. е. расстояние прямой видимости увеличивается приблизительно на 15%.
В зависимости от состояния атмосферы различают следующие типы рефракции:
а) 
– отрицательная (луч отклоняется от Земли), аэкв аз.
г) 
– критическая (луч параллелен поверхности Земли), аэквÞ ¥.
д) 
– сверхкритическая ( луч возвращается к Земле), аэкв
http://lektsii.org/9-63382.html
http://pandia.ru/text/78/219/11634.php