无线电波传播第三讲电波传播信道及其作用机制.ppt

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1、Radio Wave Propagation,无线电波传播 第三讲电波传播信道及其作用机制（1）,纲要,媒质信道与传播函数 电磁波在均匀各向同性有耗媒质空间的传播 几种常见半导电媒质的导电特性和复介电常数射线理论与全波解,媒质信道与传播函数,任何传递电磁信息的无线电电子系统都与某种空间的电波传播信道相联系信道空间媒质的电磁特性及其几何结构与时间变化作为给定频率和极化特性电磁波的环境与边界条件，决定着电磁波的传播机制和传播模式及其变化特征 研究给定电波参数和环境条件下的传播机制，寻求优势传播模式以获得最佳的信息传输质量,1.1传播函数,当无线电电子系统的基本参数（辐射频率和天线极化）确定后，信号

2、的传播机制和特性主要取决于媒质的电磁特性及其空间分布结构和时间变化规律 如果将传播媒质的作用等效为一个四端网络，当输入端有发射信号幅度谱分量A(，0)，即由辐射源频谱特性和极化特性所决定的源场，则接收端输出的信号谱分量为 式中，r为传播距离，B(r,k)为表征信道作用的传播函数，它取决于媒质的电磁特性和空间结构，并为时间的函数.为真空中的波数,B(r,k)的形式随不同信道模式而变化，通常包含传播模式的耦合激励因子、反映特定传播模式空间扩散与传播机制（包括多径干涉等效应）的幅度与相位因子，以及媒质的吸收衰减与相移因子。通常因媒质的时间变化比场的振荡慢得多，即 1/f，在求解场方程时可认为信道媒质

3、特性不随时间变化 在大多数情况下，传播函数具有以下形式其中B0(r,k)为自由空间信道传播函数的幅度因子，B(r,k)和(r,k)为媒质的附加传播函数幅度因子和衰减函数，v(r,k)为媒质中电波的相速,在简单的情况下，传播函数可表示为两种传播信道的简化方程 通信方程 雷达方程,媒质信道类型,按媒质的宏观电磁特性划分，传播信道大致可分为7种类型1 均匀各向同性无耗媒质空间 媒质的电磁参数、为实常数，电磁波以恒速 沿直线传播；由点源辐射的能量随距离r沿球面扩散，则观测点在t时刻的瞬时电场为 即场的幅度反比于r，而相位延迟正比于r。,2 均匀有耗媒质空间 媒质的、为复常数，传播常数，沿波矢量方向r处

4、的瞬时电场为 即仍然以恒速v=/沿直线传播，但由于损耗而产生幅度沿路径的指数衰减。损耗一般源于媒质分子（例如对流层中的氧气与水汽分子及电离层中的带电粒子）对电子运动能量的阻尼吸收，并消耗于焦耳热和再辐射。,复数介电常数,当介质中存在有传导电流（有耗介质）时，通常用电导率（张量）来描述。全电流包含传导电流Jc和位移电流Jd在谐变情况下可以写成式中复介电张量 相当于把传导电流等效为位移电流时的介电常数,3 均匀色散媒质 媒质效应表现为在电磁场作用下的媒质极化和磁化，当场量频率超过一定数值时，由于带电粒子的质量有限而可能使效应建立的速度跟不上场的变化，因而媒质电磁参数、与频率有关，传播常数 与不为线

5、性关系，则媒质称为时间色散的。导电媒质（0）的复介电常数总是与频率有关，因而都可能是时间色散的。实际的信号可视为具有一定时间频谱和空间角谱的一组简谐平面波叠加而形成的波链，在色散媒质中信号会因各频率分量的传播特性不同而畸变。当电磁场在媒质中的波长很短，即媒质的传播常数k很大时，极化和磁化效应同外加电磁场不能视为局域对应，还与附近空间的场量有关，则媒质称为空间色散的,4 均匀各向异性媒质从媒质中的一点沿不同方向所测的媒质特性不同，称为各向异性。各向异性媒质有其特征方向，例如，重力或地球磁场方向。因而均匀各向异性媒质中单色（单频）波的等相面不为球面，波矢量方向k与能量传播（射线）方向S不一致，相速

6、可能是k与特征方向夹角的函数。在此种媒质中，物质的极化和磁化矢量与外加电磁场矢量不一定同向，即媒质电磁参数（除铁磁物质外，一般只是介电常数）为张量，因此，特定方向的媒质效应，不仅取决于该方向的场分量，还与其他方向的场分量有关，从而发生波模间的耦合,5 均匀非线性媒质 当媒质电磁参数、是场强的函数时，本构关系则具有非线性特性。电离层在强电波加热的情况下就表现出这种非线性特性。一般情况下都设为线性媒质,6 非均匀媒质 非均匀媒质的电磁参数、一般为空间点的函数，因而沿射线路径s,传播常数。对于慢变媒质，沿波矢量方向r处的瞬时电场为波的空间相位与路径长度不仅是简单的线性关系，还存在波的折射即射线弯曲现

7、象。当电磁参数不满足慢变条件而具有任意的空间分布时，还可能出现反射、散射等效应，波的传播路径和场特性是非常复杂的，一般难于从场方程获得解析解通常只能针对相对简单的媒质特性分布模式进行求解，例如，对于平面分层和球面分层以及球形和圆柱形不均匀体等，可以求得一些优势波型的解析解,7 非稳定和随机时变媒质 一般情况下媒质电磁参数是时间和空间坐标的函数，包含着不同空间尺度的非均匀性和不同时间周期的非稳定性以及随机的时空变化。有耗非均匀时变媒质是最普遍的情况，其电磁参数为。对于电离层还需考虑色散、各向异性以及非线性特性。要同时考虑所有效应，信道特性是很复杂的,电磁波在均匀各向同性有耗媒质空间的传播,完全导

8、电体，如金属，电磁波是不可能在其中传播的。实际的传播媒质通常具有半导电特性，如海水、地壳层及上层大气的电离层。在半导电媒质中，各种电子在电磁波场的作用下产生运动，而由于阻尼力将消耗其从电磁波获取的一部分能量，则媒质表现出吸收耗损特性。均匀半导电媒质中的传播，是分析研究各种信道的基础。,相对复介电常数,传播常数,其中,为真空中的波常数。,在直角坐标（x,y,z）中求解麦克斯韦方程的简谐平面波解，沿x方向传播的波场分量为,x,z,y,v,E,H,半导电媒质中平面波电磁场,电场和磁场具有以下关系：（1）同自由空间偶极子的辐射场一样，电场与磁场分量及传播方向都相互垂直；（2）电场与磁场以同样的相速,v

9、=c/n 传播，这里,为光速，,称为媒质的相折射指数，其幅度沿传播方向以同样的速率=k0 p 衰减；,（3）在空间上，磁场分量相对于电场分量出现与媒质特性有关的时间相位移。,令r=1,可得到,式中括号内的分式等于导电电流密度与位移电流密度之比，即,此比值的大小直接反映半导电媒质的特性，其有耗性质源于其导电性。,当导电电流密度小于位移电流密度，媒质趋近于理想电介质的特性，折射率导电电流密度远大于位移电流密度时，媒质趋近于导体的特性，折射率,对于具有同样电磁特性的媒质，当使用频率较高时，媒质表现为电介质的倾向；而当使用频率较低时，则媒质倾向于导电体的特性。,几种常见半导电媒质的导电特性和复介电常数

10、,1 电介质的复介电常数 在洛仑兹力F的作用下，一般介质中的电子运动方程为 式中m和r分别为电子的质量和位移，右边第一项为束缚电子的弹性回复力，0为在恢复力作用下电子的自由振荡频率，第二项为碰撞阻尼力，为电子的碰撞频率 当电波谐电磁场为E和B时，由于介质极化与磁化的影响，本地磁场将变为E,B。在电子速度v c（光速）的情况下，电波磁场的作用可忽略。因而有,为什么？,式中极化矢量为 当外加时谐场 时，位移。把上面两式代入运动方程，可求得电介质的相对复介电常数为其中电介质的谐频为,电离层的复介电常数 电离层中的电子是不束缚于分子的自由电子，运动方程中的弹性恢复力不存在，损耗来自于碰撞阻尼。同时，电

11、离层为稀薄电离气体，可令EE。当不计地磁场的影响，与上类似可求得 式中 称为等离子体频率，N为单位体积的自由电子数，称为电子浓度。当考虑地球恒定磁场的影响时，需计入磁场项，则电离层等离子体具有各向异性,微波频段水的复介电常数 由于水分子具有永久性偶极矩，不存在弹性恢复力。在微波作用下，极分子转动并受到摩擦阻尼力而产生弛张现象；同时，运动方程中的加速度项可以忽略。因此相对复介电常数可写为 这里为弛张时间，分别为 和 时的静态值和高频极限值，它们都是温度的函数。上式）称为德拜（Debye）公式，适用频段为f=0.3300GHz高频段海水的复介电常数波阻抗=0.011 0.012 i,地球介质的复介

12、电常数 对于一般半导电的土壤，相对复介电常数可由式表示。在地球物理媒质中，由于不同特性物质各部分之间的空间电荷或界面上的表面电荷积聚而引起大尺度的场畸变，从而形成称为空间电荷极化或界面极化的机制，其相对复介电常数的表达式要复杂得多,电磁相似原理电磁波在导电性强的媒质中，其波长被强烈缩短，即在电磁场和电波传播的实测研究中，有时需要采用缩小空间尺寸的模型来开展原理性的模拟实验，半导电媒质中的波长缩短现象正可加以利用 为保证模型中的场量关系与欲模拟实际条件下的场量关系相似，须由麦克斯韦方程导出参数间的缩比关系电磁相似原理,令模型中频率、空间及媒质电参数的缩比系数为，即缩比关系分别为 对于非铁磁体有，

13、并且此关系保持不变。相应地，电磁场量的关系为 将这些关系代入麦氏方程组，再加上两种场量方程的等同条件，能确定上述6个缩比系数中的3个，即,利用所得的3个缩比关系式，首先根据空间缩比要求和适用的模型材料选定，再确定，然后由比值 从模型中测得的场量比值求得所需要的场量比值阻抗为,左手材料Left-Handed Metamaterials,补充介绍,左手介质 简介,左手材料简介,单色平面波在各向同性无源介质中传播时满足麦克斯韦方程,对于左手材料，磁导率 和介电常数 同时小于0，E、H与K构成“左手关系”，k与坡映亭矢量 方向相反。由于k代表相速度的方向，所以，在左手材料中，相速度与能量速度方向相反，

14、导致负折射率、反切伦柯夫辐射、逆多普勒效应等奇异的电磁学性质。,左手材料中，电场、磁场、波矢量、能流密度的方向,E,H,S,k,左手材料发展历程,1968 年，前苏联科学家Veselago VG 发现介电常数和磁导率都为负值的物质的电磁学性质与常规材料不同，还指出当平面电磁波照射在这样的媒介时，会发生反常的折射现象，不过其在自然界中并不存在，因此他的研究只是停留在理论上。1996年Pendry 提出了金属线周期结构，这种结构可使介质的介电常数为负。1999 年，Pendry 等人又用电介质体设计了一种具有磁响应的周期性结构实现了介质磁导率的负值，进而展现了负折射率材料存在的可能性。2002年，

15、美国加州大学Itoh教授和加拿大多伦多大学Eleftheriades教授领导的研究组几乎同时提出一种基于周期性LC网络的实现左手材料的新方法。2003 年美国 Parazzoli C G 等人及Houcl 等人同时分别进行了一系列成功的实验工作，都清晰而显著地展示出负折射现象；且在不同入射角下测量到的负折射率是一致的，完全符合 Snell 定律，证实了左手材料的存在。,左手材料的电磁特性,逆 Doppler 效应,由波动理论可知,当波源和观察者互相接近时观察到的振动频率增加;两者互相远离时,观察到的振动频率减少。但 LHM内波的相速度和群速度方向相反，即能量传播的方向和相位传播的方向相反，所以

16、如果二者相向而行，观察者接收到的频率会降低，反之则会升高，从而出现逆Doppler 效应。当反射界面相对于波源后退时，反射波频率在普通材料内降低，而在LHM 中却会升高。,当带电粒子在介质中匀速运动时会在其周围引起诱导电流，诱导电流激发次波，当粒子速度超过介质中光速时，这些次波与原来粒子的电磁场互相干涉，从而辐射出电磁场，称为切伦柯夫辐射。正常材料中，干涉后形成的波面，即等相面是一个锥面。电磁波能量沿此锥面的法线方向辐射出去，是向前辐射的，形成一个向后的锥角，即能量辐射的方向与粒子运动方向夹角。由式子 确定，其中v 是粒子运动的速度。而在负群速度介质中,能量的传播方向与相速相反，因而辐射将背向

17、粒子的运动方向发出,辐射方向形成一个向前的锥角。,正常材料中切伦柯夫示意图,负折射材料中切伦柯夫示意图,反常切伦柯夫辐射,当单色平面波入射到两介质界面时就会发生反射和折射现象如左图，其折射现象满足斯涅耳（Snell）定律。对于正常材料,该现象称为“正折射”；若介质1 为正常材料，而介质2 为LHM 时，折射光线3 和入射光线1 位于界面法线同侧，相当于折射角为负值，且折射光线的能流密度S 方向与波矢k 方向相反，称为“负折射”。折射角大小仍由Snell 定律确定，若把折射率取为负值，那么Snell定律仍然成立。Parazzoli 等人利用左手材料制成了负折射率凹透镜，并验证了凹透镜的聚焦行为。

18、,平面波折射图,负折射效应,左手材料的应用,左手材料应用于天线,应用于天线覆层的左手材料，将显著地改善贴片天线的方向性。左手材料作为天线基板可以减少天线的边缘散射，提高天线的辐射效率。,左手材料应用于谐振装置,左手材料应用于超薄雷达吸波,二维的平面左手材料在某些频段内会表现出高阻抗表面的特性，Engheta 提出利用这一特性设计一种对电磁波有较强吸收的超薄材料。其原理是通过在高阻抗表面载入电阻，使整个表面呈现纯阻性的表面阻抗。通过调整载入的阻值可使表面阻抗接近空气中的波阻抗。这种结构对垂直入射的电磁波有很好的吸收效果，对于斜入射电磁波，虽然存在一定程度反射，但反射波并非原路返回，因此这种表面对

19、电磁波的后向散射截面很小，可用于雷达吸波材料。,左手材料的研究动态及展望,左手材料的实现开辟了一个新的领域，人们在对左手材料特性继续进行理论分析研究的同时也在探讨它的应用前景。,左手材料的反常Cerenkov 辐射可能有助于探测高能带电粒子，反多普勒频移可能研制出体积更小、价格更低廉的无损探伤设备。左手材料制作的透镜不会丢失信息，会将所有的光场，包括衰逝场在内，完全复制到像点，能量无损耗，这样可以突破光学分辨率极限，故也称之为理想透镜。,目前左手材料的研究主要集中在微波频带，以实验现象和测量分析为主，因此目前最值得关注的一个主要问题是设计并制作出符合应用条件的实际材料。,左手材料还可用来制造高

20、指向性的天线、聚焦微波波束、实现“完美透镜”、用电磁波隐身等等。随着纳米技术的进展，采用纳米导线也有可能研制成光波波段的人工媒质，以制造新颖的光子器件。左手材料以它独特的性质必会在新型器件中有巨大的应用潜力。,射线理论,几何光学或射线理论波动光学或物理光学,电波射线传播的方式：,在无线电波传播过程中，电波射线的传播与几何光学中光线的传播相类似。,射线跟踪算法,该方法是源于几何光学的基本理论，通过模拟射线（光）的传播路径来确定反射、折射和阴影等。射线跟踪是估算高频电磁场传播的一种很容易应用的近似方法，它假设传播的电磁波波长趋近于零，因此电磁波的能量可以认为能通过直径无限小的细管，经常称为射线，向

21、外辐射。,射线追踪法,射线追踪的其基木思想是：将从源点辐射出的电磁波看作一条条射线，能量在各自独立的射线管内传播：对每一条射线的传播进行追踪，直到射线到达目标点或射线能量低于需要考虑限度时，在这过程中计算出射线的能量，求得所有到达场点的射线后，采用矢量叠加的方法得出辐射源的影响。射线跟踪模型需要跟踪每一条从发射机到接收机的完整射线轨迹，射线在传播过程中会发生交叉，这个交叉可以是物体表面的反射或刃边的绕射相交形成，当射线入射面的数量成线性增加时，射线相交的次数也成级数增长，这将导致计算的复杂性。,射线追踪法,射线追踪方法是在几何光学理论、几何绕射理论和一致绕射理论基础上发展起来的，为获得有用的仿

22、真结果提供了精确的特定点方法。另外射线追踪方法也可以用来建立统计模型。根据射线追踪方法，传播机制包括直射射线(在可视区域内)、反射射线、透射射线、绕射射线、漫散射射线以及这些射线的组合，如果全部考虑这些射线，在真实的传播环境里计算量可能会很大,常用的射线追踪法,发射反弹射线算法镜像法混合算法,发射反弹射线算法,发射反弹射线算法是一个正向的射线追踪技术，因为它是从射线的源开始追踪射线传播来模拟传播的。该方法首先追踪从发射天线发出的一条射线，看它是否与障碍物相交或被接收机接收。如果射线与障碍物相交，就会发生反射、透射、绕射或散射现象，至于发生哪种或哪几种现象，取决于障碍物的几何结构和电参数特性；如

23、果射线被接收机天线接收，则计算与射线相关的场量或功率。对每条从源天线发射出的射线重复上述过程,镜像法,镜像方法是一种简单而准确度很高的有效方法。以两次反射为例，先由几何光学方法确定 关于面 的镜像，再确定镜像源 关于面 的镜像，连接镜像源 与接收点 交面 于 点，得到一个反射点，再连接 与镜像源 交面 于，得到另外一个反射点，顺次连接 就得到两次反射的射线轨迹。对于多次反射可以依此类推，求出各个反射点，就可以得到射线轨迹，达到追踪的目的。镜像方法具有较高的准确度，但是当反射面数量和反射次数都增大时，由于需要确定的镜像太多而使计算效率降低。另外，这种方法采用求解源点的多次镜像的方法即多镜像方法来

24、求解反射波，因而只适用于规则分布的地区，而不适于建筑物任意分布的地区,混合算法,混合方法是将镜像方法和发射反弹射线算法方法结合起来，用发射反弹射线算法方法快速确定可能的射线路径，找到射线路径之后，可以确定路径所经过的一系列障碍物面，然后可以用镜像方法确定反射点。混合方法综合了镜像方法准确和发射反弹射线算法方法高效率的优,费马原理,空间中两点间的实际光线路径是所经历光程的平稳路径,平稳：当光线以任何方式对该路径有无限小的偏离时，相应的光程的一阶改变量为零。如果有改变只能是二阶或二阶以上的无限小量。,换言之：在A、B两点间光线传播的实际路径，与任何其他可能路径相比其光程为极值，极值为极大或极小或恒

25、定值。即光线的实际路径上光程变分为零：,两点之间光沿着所需时间为极值的路径传播,费尔马原理:,在任一介质中，光线沿光程为极值的路程传播。,由光源A射出的光线，经平面镜MN反射后照到点B，求光走过的路线。,简单的情形：,一般的情形：,当光线从T到R走过的时间是t，传播速度是光速c，光程为：,由费尔马定理，,假定连接TR的射线以参数方程给出，,于是,利用分部积分和变分原理(在射线公共的端点处变分为零)：,那么,其中,得到介质中电波射线满足的微分方程：,如果选取的参数u是弧长s，那么，弧长表示的射线微分方程为：,例为什么电波在均匀各向同性介质中以直线传播？,由射线微分方程还可得到射线理论中的斯涅尔定律,射线理论是描述电波传播的一种方法。,射线理论中，Maxwell方程同介质参数一起求解，得到折射率、偏振、场强之间的关系，并用于计算传播特性。只要介质特性是慢变的，介质中波包的传播路径可以由折射特性确定。,当一个波长范围内折射率有明显变化时，射线理论不再适用，求解Maxwell方程时需要加入边界条件对每一点定点求解，即需要用全波解理论。全波理论能给出任意介质中电磁波场的精细结构。,