Электродинамическая теория металлических антенн в резонансной магнитоактивной плазме

• Автор: Петров, Евгений Юрьевич
• Шифр специальности: 01.04.03
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 127 с.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1. ЛИНЕЙНАЯ АНТЕННА В РЕЗОНАНСНОЙ МАГНИТОАКТИВНОЙ ПЛАЗМЕ
1.1. Цилиндрическая антенна в однородной магнитоактивной плазме
1.1.1. Исходные уравнения. Интегральное представление тока антенны
1.1.2. Собственная мода, направляемая идеально проводящим цилиндром в магнитоактивной плазме
1.1.3. Спектральное представление тока антенны. Анализ вкладов дискретной и непрерывной частей пространственного спектра
1.1.4. Распределение тока вдоль цилиндрической антенны с постоянным радиусом
1.1.5. Распределение тока вдоль цилиндрической антенны с меняющимся радиусом
1.2. Цилиндрическая антенна с диэлектрической оболочкой в магнитоактивной плазме
1.2.1. Интегральное представление тока
1.2.2. Собственные моды, направляемые изолированным идеально проводящим цилиндром в магнитоактивной плазме
1.2.3. Распределение тока вдоль цилиндрической антенны с диэлектрическим покрытием
1.3. Об обобщении метода длинных линий для линейных антенн
в резонансной магнитоактивной плазме
1.4. Влияние движения электрических дипольных источников в
магнитоактивной плазме на их характеристики излучения в свистовом диапазоне
1.4.1. Мощность излучения движущегося источника в магнитоактивной плазме
1.4.2. Дипольный источник с заданным распределением тока. Мощность излучения
1.4.3. Линейный источник с треугольным распределением тока. Мощность излучения
1.5. Выводы

2. КОЛЬЦЕВАЯ АНТЕННА В РЕЗОНАНСНОЙ МАГНИТО-
активной плазме
2.1. Постановка задачи
2.2. Вывод интегральных уравнений для тока
2.3. Решение интегральных уравнений для тока
2.4. Переход к случаю негиротропной замагниченной плазмы
2.5. Входной импеданс антенны
2.6. Результаты численных расчетов распределения тока и вход-
ного импеданса
2.7. Полная излучаемая мощность
2.8. Ленточная антенна, ориентированная перепендикулярно внеш-
нему магнитному полю
2.9. Выводы
3. ИОНИЗАЦИОННОЕ ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАЗМЕННОЙ НЕОДНОРОДНОСТИ БЛИЖНИМ ПОЛЕМ ИСТОЧНИКА МАГНИТНОГО ТИПА В ЗАМАГНИЧЕННОЙ ПЛАЗМЕ
3.1. Основные уравнения
3.2. Распределения поля и температуры электронов
3.3. Распределение плотности плазмы
3.4. Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ ИЗ
ЛИТЕРАТУРА

ВВЕДЕНИЕ
Исследованию электродинамических характеристик металлических антенн, расположенных в магнитоактивной плазме, посвящено значительное число работ (см., например, [1-29] и цитируемую там литературу). Повышенный интерес вызывают параметры антенных систем в частотных интервалах, отвечающих так называемым резонансным условиям [13,20,29], когда показатель преломления одной из нормальных волн плазменной среды при некотором значении угла между волновым вектором и направлением внешнего магнитного поля стремится к бесконечности. Такие условия, при которых имеет место возбуждение электростатических волн, реализуются во многих экспериментах по генерации электромагнитных излучений в лабораторной и космической плазме [30-33]. При этом особое внимание уделяется анализу электродинамических характеристик антенн, работающих в резонансной области щн < ш < и>н < шр свистового диапазона частот со (здесь — нижняя гибридная частота, шн и сар — гирочастота и плазменная частота электронов соответственно), имеющего важное значение применительно ко многим прикладным задачам [29].
К настоящему времени опубликовано большое число работ по исследованию излучения антенн в однородной магнитоактивной плазме в свистовом диапазоне. В ранних работах [1-8] рассматривались излучатели дипольно-го типа малых электрических размеров с заданным распределением тока. Как показали соответствующие исследования, эффективность таких источников сравнительно невелика, что приводит к необходимости использования протяженных излучающих систем, для которых приближение заданного тока оказывается непригодным. Поэтому в общем случае необходимо отыскание распределения тока на антенне при действующих на нее сторонних ЭДС.
В случае нерезонансной магнитоактивной плазмы решение задачи о распределении тока в линейной антенне было предложено в работах [18, 27, 28], где на основе метода интегрального уравнения исследовались электродинамические характеристики тонкого электрического вибратора, ориентированного параллельно или перпендикулярно внешнему магнитному полю.
Распределение тока и электродинамические характеристики цилиндрической антенны, расположенной в холодной резонансной замагниченной плазме, исследовались в работах [13,14] применительно к сравнительно простому случаю, отвечающему приближению одноосного кристалла для тензора диэлектрической проницаемости плазменной среды.
В случае же резонансной гиротропной плазмы, тензор диэлектрической проницаемости которой имеет отличные от нуля недиагональные компонен-

При уменьшении z (для z < 2тг/(к0Ре)) относительный вклад волн непрерывного спектра, как видно из рис. 1.8 и 1.9, возрастает. Тем не менее данный вклад оказывается относительно небольшим вплоть до значений z, удовлетворяющих условиям а(—р/е)1!2 < z <С 2тг/(коРе).
Наконец, при достаточно малых значениях z (z < а(—77/Д)1/2) роль непрерывного спектра в формировании токораспределения становится определяющей. В точке z — 0 ток обращается в бесконечность, что связано с использованием дельта-функции при задании сторонней ЭДС. Для устранения указанной расходимости тока необходим учет “размытия” (по z) области приложения ЭДС. Рассмотрим этот вопрос более подробно.
Зададим поле сторонней ЭДС в виде
Ef = ^ [U(z + d) - U(z — d)] при p = a + 0, (1-47)
где U — единичная функция Хевисайда. Задание ЭДС в таком виде является стандартным для теории антенн в изотропных средах [105] и отвечает наличию стороннего поля, приложенного к зазору шириной 2d между плечами линейной антенны. Заметим, что в смысле слабого предела при d —» 0 выражение (1.47) преходит в (1.1).
Применение преобразования Фурье к (1.47) дает

Распределение тока при z > d вдоль цилиндрической антенны с ЭДС (1.47) может быть легко получено из формул (1.18), (1.26)—(1.30), если в последних ввести под знак интеграла фактор sm(k^pd)/ (kppd).
Для иллюстрации на рис. 1.11 представлена зависимость соотношения между вкладом в распределение тока при z = d собственной моды (Д) и волн непрерывного пространственного спектра (АД = 1(d) — 1(d)) от параметра d/a.
Как следует из приведенных данных, даже в непосредственной окрестности места подключения сторонней ЭДС собственная мода дает основной вклад в распределение тока на физически реализуемой антенне (d/a ~ 1-7-10). Отметим, что соотношение Д/АД, а также сами величины Д и АД весьма слабо меняются в интервале 1 < d/a < 10.
Таким образом, при учете “размытия” области приложения сторонней ЭДС, неравенства (1.46), определяющие роль различных участков пространственного спектра в формировании распределения тока, оказываются справедливыми на всей поверхности антенны. В этом случае для приближенного описания поведения тока может быть использован метод длинных