УДК 621.396
ДИФРАКЦИЯ ПЛОСКОЙ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ ВОЛНЫ НА ЩЕЛЕВОЙ КОНИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЕ
ДОРОШЕНКО В.А., КЛИМОВА Н.П.
Рассматривается стационарная задача дифракции плоской электромагнитной волны на полубесконечном идеально проводящем конусе с периодическими продольными щелями. Метод решения основывается на использовании интегрального преобразования Конто-ровича-Лебедева и задачи Римана-Гильберта. Исследуется спектр граничной задачи, структура поля и его поведение вблизи нерегулярностей границы (кромки щели, вершина конуса).
1. Введение
Щелевые структуры широко используются в современных радиотехнических системах. Класс щелевых антенн достаточно большой как по конструктивным особенностям выполнения, так и по областям применения. Конические структуры (в силу своей геометрии) обладают ненаправленными свойствами и сверхширокополосностью по диаграммам направленности и по согласованию [1]. Однако расчёт их электродинамических характери -стик даже для изотропных идеально проводящих экранов далеко не простой и связан с математическими трудностями. Наличие же неоднородностей (например, щелей) на поверхности конуса значительно усложняет решение соответствующей электродинамической граничной задачи, для чего и требуется создание и развитие эффективных алгоритмов. В монографиях [2, 3] приведены результаты исследования задачи дифракции электромагнитных волн на радиально проводящем конусе (модель проволочной антенны и отражателя), где проводимость предполагалась только вдоль образующих (в радиальном направлении) конуса без учёта размеров проводников и их количества. Цель настоящей работы — решение дифракционной задачи в строгой постановке для неограниченного кругового идеально проводящего конуса с периодически прорезанными вдоль образующих щелями. Такая поверхность является моделью конической щелевой антенны (отражателя) с управляемой диаграммой направленности и поляризацией излучения.
2. Постановка задачи и метод решения
Пусть на идеально проводящий бесконечный круговой конус с периодически прорезанными вдоль образующих N щелями падает распространяющаяся вдоль его оси плоская электромагнитная волна (рисунок).
Временная зависимость взята в виде exp(-irot). Во введенной сферической системе координат г, 0, ф коническая поверхность задаётся уравнением 0 = у. Период рассматриваемой структуры l = 2П / N и «ширина» щелей d—угловые величины (d — величина
двугранного угла, образованного плоскостями, которые проведены через ось конуса и рёбра соседних конических лент). Присутствие конуса с продольными щелями приводит к появлению дифрагированного поля Ed, Hd. Полное поле E, Й представим в виде
Ё = Ё‘ +Ed, ^ х
E = E‘+Ed, Г
где Ei =(о,Е‘у,о); Геометрия структуры
Йi = (й‘х,0, о) — поле плоской волны в свободном
пространстве (падающее поле); йХ = —Ey = eikz,
k = / c . Выразим компоненты электромагнитного
поля через электрический V(l) и магнитный V(2) потенциалы Дебая [4], которые удовлетворяют однородному уравнению Гельмгольца всюду вне конуса, граничному условию обращения в нуль тангенциальной составляющей вектора полного электрического поля, условию конечности энергии, условию излучения. Электродинамическая задача в такой постановке имеет единственное решение. В соответствии со структурой полного поля записываем
V(s) = V(s) + Vs),s = 1,2 .
Для решения граничных задач с конической геометрией удобно пользоваться интегральным преобразованием Конторовича-Лебедева
, . +“ . -— H(l)(kr)
G()= J g(r) 2 ^dr
о Vr
1 + <»
g(r)=-- J Tshn 2 0
2 G(t)H",(kr) dT
vr
(1)
(2)
где H (T) (kr) — функция Ханкеля 1-го рода.
Потенциалы Дебая Vi(s), соответствующие диф-
v(s )
рагированному полю, ищем в виде суммы Vd расх и
V(s) • v(s) = vV ) + vV )
vd.CX. ■ d d.pacx. d.c:
помощью интеграла Конторовича-Лебедева (1), (2):
d cx. • 'd = Vd.pacx. + Vd.Cx. , кот°рые Представим с
V
(s) =J z
\ s—1
d.pacx.
vr
m=—1;1
m
— i1
m
d
s—1
-p
dy
s—1 — 1/2+ix
(cos Y)CmxUinldT ,
+ ^
mx = 2 xm+nN ,s_i n=—» ds 1
u(s) = +V x(s)
p °1+nN,(± cos 0) ei(
m+nN)ф
dy;
m+nN
sZf p—1/2+ix (± C0S Y)
X
X
РИ, 1998, № 4
25
V
(s)
d.cx.
i sinkr ds 1 2k2 r dys-1
« 2
X
X Z
m=-1;1
f I |V—1 - iH u(s)
A um -
v m J
(s)= Z Zs) N—P
m+nN ,s-1 n=—<x d
um' = z і
0
nN|
(± cos9)
i(m+nN)
dy
s—1 P°
nN|
(± cos y)
P™ (cos 9) — присоединённые функции Лежандра 1го рода; CfT — известные коэффициенты; x ^s) и lPs)—неизвестные коэффициенты, которые связаны
соотношением lls)= lim x P).
p іт^1/2
Таким образом, для определения дифрагированного поля необходимо найти коэффициенты x j?).
Используя граничное условие на конических лентах и условие непрерывности поля в щелях, получаем систему функциональных соотношений:
+ТО / \
V x(s) einN9 = eim0N9 zL Am,nc _ c
n=—«>
— < |N^ < П
(3)
+z x[n(.+v)pw. M 1—i)=0,
n
n=—<» A1
uT I nd |n9|< — ,
(4)
[N(n + v)]“(s). In 1 — 6(-)n )=
= (—i)+v)N+s 1chnx r(i/2 + ix + (n + v)n) n(sin y)1—“(s ) r(V2 +iT — (n + v)n)
x
1
js—1
Э (n+v
dY;
s—1 * —1/2+іт
lT(cos y)-
/4l 1, s = 1; m 1 1
a(s) = i — = m0 +v, — < v < — ,
V/ ' —1, s = 2, N 0 2 2
m0 — ближайшее к (N целое число; r(z) — гамма-функция. Используя метод задачи Римана-Гильберта, функциональные соотношения сведем к двум независимым системам линейных алгебраических уравнений
относительно x(f)n [5, 6], матричные элементы которых не зависят от волнового числа k, что является удобным для изучения поля как вблизи, так и вдали (дальняя зона) от вершин конуса. В силу того, что матричные операторы полученных систем являются компактными, в некоторых частных случаях конической структуры (полупрозрачный конус, конус с узкими щелями) удаётся получить аналитическое решение исходной электродинамической задачи.
3. Результаты
В случае полупрозрачного конуса, когда число щелей велико (N >> 1) и их ширина меньше периода структуры (d << l) при условии существования предела
W = lim
d/l^0
—-lnf d
N V l
электрический потенциал Дебая yd1) не испытывает
влияния неоднородностей на конической поверхности и такой, как у сплошного конуса [7], а магнитный определяется выражением
У2) = —2w • - I—e
d
k V2k
ПТ
+“ HAkrW 2
cos y J —^-----thnxx
0 Vf Ah
dYP—1/2+>sy) 1 .
----------- • P-1/2+iT( cos 9)t +
^dYP——1/2+iT(cos y) (5)
i 2w 2(y2 9 sinkr
+ —--------cosф.tg I —!•ctg---------,Y<9<n,
k2 i + 2w 6 V 2 J 2 r
где
, chnT
A іт = : x
п sin y
(t2 + V4)^ P—i/2+іт (cos Y). - p—1
- + 2w
'dY —1/2
dY —V2+iT
(- cos y)
Аналогичное представление для vd2) и при
0 < 9 < y . Азимутальная составляющая плотности поверхностного тока, наведенного на конусе, имеет вид
/2і
■>ф = 2w • кД^ke 4 cos ф*
H
S/>(kr)
-Tr
TshnT e 2
А і
d P—1
T(cos y)
dT .
dY —V2+iT'
Для анализа поведения поля вблизи вершины конуса перейдём от интегральных представлений для
vds) к представлениям в виде ряда по полюсам
подынтегральной функции, используя теорему Коши о вычетах[8]. Так, из (5) следует, что
V (2) = 2w ei4
k V kr
e 4 cosфx
xZ-
Р n
Jpn (kr) dYP;i/2+P(cos Y)
n=icosnpn ААР Ap—1 (cosy)
dp m=nn dY — v2+nv "
x P——/2+p(cos9) Y < 9 < П Apn = 0.
P=Pn
П
1
x
ПТ
X
26
РИ, 1998, № 4
Этот ряд быстро сходится, если точка наблюдения находится вблизи вершины (kr << 1 )• В некоторых
частных случаях исследуем корни уравнения Ар = 0 .
Множество корней рn этого уравнения представляет собой спектр граничной задачи Неймана для магнитного потенциала Дебая. Наименьшее собственное значение спектра определяет поведение магнитного поля у вершины конуса:
1) w << 1, у — произвольно,
рп = 1 + n + 2W sin2 у • (-1)1 n(n +1) >
х — Pn 1 (cos у)— Pn 1 (- cos y) + o(w2 )n
= 1,2,...;
d
dY n ' "dY
2) y << 1 (узкий конус), w — произвольно.
Используя асимптотики для dY Р—1/2+р (± C0s y) при Y << 1 [9], получаем
р n =1 + n — n(n + 1)д-^- V + o(Y 4ln2/ Y)ln = 1,2,.>
2 1 + 2w 2
В рассмотренных частных случаях (w << 1;y<< 1) магнитное поле вблизи вершины асимптотически
ведёт себя как (kr)8 , где
8 = <
— — w sin 2 Y,w << 1; 4
Y2, Y << 1.
1 + 2w
Принимая во внимание тот факт, что вблизи острия узкого сплошного конуса (y << 1) магнитное
w
поле имеет особенность порядка (kr)—т2/2, можно
сделать вывод, что у вершины узкого полупрозрачного конуса особенность магнитного поля «слабее», чем у сплошного. Характер поведения полного электрического поля (y << 1) асимптотически такой же, как и у сплошного конуса.
В случае конуса с одной узкой щелью (N = 1, d << 1) спектр электродинамической граничной задачи определяется значениями v n± , х q±, %:
vp± = аp± — г(У2+р p) х
vn аn 4п г(2 + р + р)>
±_ Rq± d2 г(12 + р-q) 1
xq ±=en ±-—
4п г(1/2 + р + q) sin2 y (— 1)q cos npq ±
dр
d „—,
d „—q
dYP:lq2+р(cos y) dYP—11д+р(— cos y)
+ o(d4 )q = 1,2,...,— P—q ±(± cos y) = 0;
W dY — 1/2+Pn±V U
р=рП±
+
X
% =1—
-o(ln—2 d).
2 2sin2 y-lnd ";. (6)
Электрическое поле вблизи вершины конуса с узкой
1
щелью характеризуется значением v 0 (y < п/2) и при kr << 1 ведёт себя так:
|Ё| ~ (kr)—3/2+v0 , где
v0 =а0 — + O(d4 ) P—
d2 cosпа
4п „ d
P , cos y)—P , I-cos y
—1j 2+а0 V —12+а0 ^ 17 р=а0
, — (- cos 1/ 2+а0 v y)=0.
+
Значения а 0 (y) приводятся в [10]. У вершины
сплошного конуса электрическое поле особенности не имеет, так как определяется слагаемым порядка
3
(kr)—3/2+а0— , — <а 0— (y),Y< V2 . Наличие же узкой
щели приводит к появлению особенности у электрического поля. Магнитное поле по мере приближения
к вершине сплошного растет как (kr)—Р5+Р 0 , 1,3 < р0— [10], в то время как у вершины конуса с узкой щелью имеет особенность порядка (kr)—1,5+% . Отсюда заключаем, что наличие узкой щели усиливает особенность магнитного поля.
Структура дифрагированного поля такова, что в ней, кроме возмущённых щелями волн сплошного конуса, содержится волна типа щелевой [11]. Поле этой волны сосредоточено вблизи щели и определяет его особенность у вершины конуса. Так, поведение
компоненты магнитного поля hQ у вершины харак-
(— 1)p cos пр
dр
/2+р
(- cos y)
+o
(4 )■
p±
р=а!
х
d
P p ±(± cos y)= 0,n,p = 0,1,2,...,
-1/2+аn~
где верхний (нижний) знак в аргументе функции Лежандра соответствует верхнему (нижнему) знаку в нижнем индексе;
теризуется доминирующим слагаемым hQ , которое соответствует волне типа щелевой с собственным значением % :
не=-
lnd cos2 (y/2)
.(kr)—32+%- F(e, ф)
П
—i
4
1
e
(7)
РИ, 1998, № 4
27
где
F(0, ф) = b(e) + —
sin у sin Є
-1 + Re
1 + Ь(е)е1ф
Jb2 (е)е2іф- 2Ь(е)еіф
d ,
cos— +1 2 у
x
ь(е)
e
tg - • ctg
е
ctg - • tg
- ,0 <e< y; 2
y
—, y < e < n. 2
Анализ поведения магнитного поля показал, что у вершины конуса по мере приближения к кромке
(ребру) у компоненты поля Не , перпендикулярной к кромке, обнаруживается «двойная» особенность
(7):
е = Т,Н е —. ' '(kr)-1-!')2”"2 Y'"d J
т/ф2 - (d/2)2
|ф = d,Hе ~Т=Ц'(krр-/(2sin2Y'lndJ
2 vm ,
что вполне согласуется с «классическими» результатами теории дифракции [12].
4. Заключение
В работе развит подход к решению дифракционных задач для незамкнутых конических структур, основанный на использовании интегрального преобразования Конторовича-Лебедева и метода задачи Римана-Гильберта. В случае полупрозрачного конуса и конуса с узкой щелью получено аналитическое решение задачи дифракции плоской электромагнитной волны. Исследованы спектр соответствующих граничных задач, структура поля и его поведение вблизи нерегулярной границы (кромки щелей, вершина конуса). Показано, что в структуре поля для конуса с узкой щелью присутствует волна типа
щелевой. При значительном увеличении числа щелей (N >> 1) данная волна не наблюдается. Это связано со спецификой возбуждения рассматриваемой конической поверхности. Предложенный алгоритм может быть использован и для решения нестационарных электродинамических задач с более сложной геометрической конфигурацией.
Литература: 1. Айзенберг Г. 3., Белоусов С.П., Журбенко Э.М. Коротковолновые антенны. М.: Радио и связь, 1985. 536с.
2. Гошин Г.Г. Граничные задачи электродинамики в конических областях. Томск: Изд-во Томск. ун-та, 1987. 127с.
3. Беличенко В.П., Гошин Г.Г., Дмитренко А.Г. Математические методы в граничных задачах электродинамики. Томск: Изд-во Томск. ун-та, 1990. 171с. 4. Ильинский А. С., Кравцов В.В., Свешников А.Г Математические модели электродинамики. М.: Высш. шк., 1991. 224с. 5. Шестопалов В.П. Сумматорные уравнения в современной теории дифракции. К.: Наук. думка, 1988. 252с. 6. Дорошенко В.А. Возбуждение конуса с продольными щелями магнитным радиальным диполем. Радиотехника. 1992, №97. С. 54-61. 7. Горяинов А. С. Дифракция плоской электромагнитной волны, распространяющейся вдоль оси конуса. // Радиотехника и электроника. 1961. Т6, №1. С. 47-57. 8. Лаврентьев М.А., Шабат Б.В. Методы теории функций комплексного переменного. М.: Наука, 1987. 688с. 9. Гобсон Е.В. Теория сферических и эллипсоидальных функций. М.: И.Л., 1952. 476с. 10. Ван Бладель Я. Сингулярности поля вблизи вершины конуса // ТИИЭР. 1983. Т.71. С. 146-147. 11. Велиев Э.И., Носич А.И., Шестопалов В.П. Распространение электромагнитных волн в круглом волноводе с продольной щелью // Радиотехника и электроника. 1977. Т.32,№3, С.466-473. 12. Хенл X, Мауэ А., Вестпфаль К. Теория дифракции. М.: Мир, 1964. 428 с.
Поступила в редколлегию 17.12.1998 Рецензент: д-р физ.-мат. наук Николаев А.Г. Дорошенко Владимир Алексеевич, канд. физ.-мат. наук, доцент кафедры высшей математики ХТУРЭ. Научные интересы: электродинамика, математическая физика. Адрес: Украина, 310202, Харьков, пр. Победы, 52-Б, кв.90, тел. 36-04-38.
Климова Наталья Павловна, канд. техн. наук, доцент кафедры высшей математики ХТУРЭ. Научные интересы: математическая физика. Адрес: Украина, 310726, Харьков, пр. Ленина, 14, тел. 40-96-19.
УДК 621.396.6
ВРЕМЯ ПЕРЕКЛЮЧЕНИЯ СВЕРХПРОВОДЯЩЕГО ЗАЩИТНОГО УСТРОЙСТВА В РУПОРНОЙ АНТЕННЕ
ФЫКА.И., ВАСИЛЬЕВ Д.Г.
Рассчитывается время переключения защитного устройства на основе высокотемпературного сверхпроводника в рупорной антенне для защиты радиоэлектронной аппаратуры от проникновения мощных электромагнитных воздействий малой длительности.
Защита радиоэлектронной аппаратуры (РЭА) средств боевого управления и связи от проникновения электромагнитных воздействий через антенно-фцдерные устройства осуществляется использованием в качестве защитных устройств (ЗУ) газоразрядных и полупроводниковых приборов [1-5]. Обычно
такие ЗУ обеспечивают надежную защиту в случае, если длительность электромагнитного воздействия tE не менее их времени срабатывания Гу (для газоразрядных приборов Гу не менее 250' 10-9 с, для полупроводниковых — не менее 10-8 с). В случае, если ф<4зу, необходимо использование защитного устройства, построенного на другом физическом принципе и обладающего меньшим значением Гу.
С этой точки зрения наиболее перспективным является использование фазового перехода из сверхпроводящего (S) в несверхпроводящее (N) (или резистивное) состояние в высокотемпературных сверхпроводниках (ВТСП). Экспериментально было доказано, что такой переход осуществляется за время, не превышающее единицы пикосекунд [1].
Защитное устройство, построенное на основе ВТСП, располагается непосредственно в волноводе рупорной антенны. Для поддержания рабочей температуры (для ВТСП T«93 К) данное устройство должно быть помещено в жидкий азот.
Конструктивно ЗУ представляет собой сверхпроводящий стержень, расположенный в волноводе и осуществляющий переход от волновода к коаксиаль-
28
РИ, 1998, № 4