Ero sivun ”Aaltoputkien teoria” versioiden välillä
>Oh2mqk p (matemaattista punnerrusta) |
>Oh2mqk p (matemaattista punnerrusta) |
||
Rivi 33: | Rivi 33: | ||
yhdistelmää: TE, TM, TEM. | yhdistelmää: TE, TM, TEM. | ||
Aaltoputkissa vain TE ja TM ovat mahdollisia. | Aaltoputkissa vain TE ja TM ovat mahdollisia. | ||
Näihin lisätään suffiksit ( | Näihin lisätään suffiksit (TE<sub>mn</sub>, TM<sub>mn</sub>), | ||
kyseinen kenttä muuttuu annetulla akselilla. | jotka kertovat että montako kertaa kyseinen kenttä muuttuu annetulla akselilla. | ||
Merkintätapa on, että ensimmäinen numero (''m'') on suorakaideputken pidemmän | Merkintätapa on, että ensimmäinen numero (''m'') on suorakaideputken pidemmän | ||
Rivi 45: | Rivi 45: | ||
Seuraavaksi kirjoitetaan Maxwellin yhtälöillä suorakulmaisen aaltoputken | Seuraavaksi kirjoitetaan Maxwellin yhtälöillä suorakulmaisen aaltoputken | ||
sisäisten kenttien olemus ensin tavallisessa oikeakätisessä suorakulmaisessa koordinaatistossa, jossa ''z'' on putken pituussuuntaan ja positiivinen | sisäisten kenttien olemus ensin tavallisessa oikeakätisessä suorakulmaisessa | ||
koordinaatistossa, jossa ''z'' on putken pituussuuntaan ja positiivinen | |||
signaalin etenemissuuntaan. | signaalin etenemissuuntaan. | ||
Rivi 51: | Rivi 52: | ||
jossa ''z'' on samoin kuin suorakulmaisella tapauksella. | jossa ''z'' on samoin kuin suorakulmaisella tapauksella. | ||
Pyörittelemällä Maxwellin yhtälöitä ja kieltämällä tapaus: | Pyörittelemällä Maxwellin yhtälöitä ja kieltämällä tapaus: | ||
''m = n = 0'' saadaan sitten... | |||
= Suorakaideaaltoputki = | = Suorakaideaaltoputki = | ||
Rivi 64: | Rivi 66: | ||
ne heijastelevat edestakaisin seinien välillä. | ne heijastelevat edestakaisin seinien välillä. | ||
Tästä seuraa, että joko sähkökenttä tai magneettikenttä on etenemissuuntainen, | Tästä seuraa, että joko sähkökenttä tai magneettikenttä on etenemissuuntainen, | ||
eli se ei enää olekaan poikittainen sähkömagneettinen aalto (''Transversal electromagnetic wave - TEM''). | eli se ei enää olekaan poikittainen sähkömagneettinen aalto | ||
Oheinen kuva esittää, miten mikä tahansa säännöllinen tasoaalto voidaan häviöttömässä johteessa esittää TE ja TM -aalloiksi. | (''Transversal electromagnetic wave - TEM''). | ||
Oheinen kuva esittää, miten mikä tahansa säännöllinen tasoaalto voidaan | |||
häviöttömässä johteessa esittää TE ja TM -aalloiksi. | |||
[[Kuva:Hamwiki-aaltoputki-planewaves.png|center|frame|Tasoaallon heijastuminen aaltoputkessa]] | [[Kuva:Hamwiki-aaltoputki-planewaves.png|center|frame|Tasoaallon heijastuminen aaltoputkessa]] | ||
Kun aallonpituus <math>\lambda\,</math> on se jaettavissa putken pituussuuntaiseen (<math>\lambda_p\,</math>) ja siihen nähden kohtisuoraan ('normaaliin', <math>\lambda_n\,</math>) | Kun aallonpituus <math>\lambda\,</math> on se jaettavissa putken pituussuuntaiseen (<math>\lambda_p\,</math>) ja siihen nähden kohtisuoraan ('normaaliin', | ||
<math>\lambda_n\,</math>) | |||
::<math>\lambda_n = \frac{\lambda}{\cos\theta}\qquad\lambda_p = \frac{\lambda}{\sin\theta}\,</math> (eq.1) | yhtälöinä: | ||
missä <math>\theta\,</math> on heijastuvan aallon heijastuskulma ja <math>\lambda\,</math> on saapuvan signaalin aallonpituus vapaassa väliaineessa (jos putkessa olisi jotain muuta kuin ilmaa/tyhjöä.) | ::<math>\lambda_n = \frac{\lambda}{\cos\theta}\qquad\lambda_p | ||
= \frac{\lambda}{\sin\theta}\,</math> (eq.1) | |||
missä <math>\theta\,</math> on heijastuvan aallon heijastuskulma | |||
ja <math>\lambda\,</math> on saapuvan signaalin aallonpituus vapaassa | |||
väliaineessa (jos putkessa olisi jotain muuta kuin ilmaa/tyhjöä.) | |||
Aaltoputkessa oleva tasoaalto on nähtävissä kahtena komponenttina: | Aaltoputkessa oleva tasoaalto on nähtävissä kahtena komponenttina: | ||
Rivi 81: | Rivi 89: | ||
olemaan joko ''transverse electric'' (TE), tai ''transverse magnetic'' (TM). | olemaan joko ''transverse electric'' (TE), tai ''transverse magnetic'' (TM). | ||
Suorakaideputkissa näitä moodeja kutsutaan nimillä: < | Suorakaideputkissa näitä moodeja kutsutaan nimillä: ''TE<sub>mn</sub>'' ja | ||
< | ''TM<sub>mn</sub>'', missä ''m'' laskee ''puolia aallonpituuksia'' | ||
sähkö- tai magneettikentän voimakkuuksia ''x''-koordinaatin | sähkö- tai magneettikentän voimakkuuksia ''x''-koordinaatin | ||
(yleensä suorakaideputken pidemmän sivun suuntaan. | (yleensä suorakaideputken pidemmän sivun) suuntaan. | ||
Samoin | Samoin ''n'' kertoo ''puolien aallonpituuksien'' määrän ''y''-koordinaatin | ||
(yleensä suorakaideputken lyhyemmän sivun) suuntaan. | |||
== Aaltoyhtälöiden ratkaisuja suorakulmaisissa koordinaateissa == | == Aaltoyhtälöiden ratkaisuja suorakulmaisissa koordinaateissa == | ||
Aaltoyhtälöille voidaan tarjota ratkaisut sekä aika- että taajuusdomaineissa. | Aaltoyhtälöille voidaan tarjota ratkaisut sekä aika- että taajuusdomaineissa. | ||
Yksinkertaisuuden vuoksi käsittelemme nyt kuitenkin vain siniaallon | Yksinkertaisuuden vuoksi käsittelemme nyt kuitenkin vain siniaallon | ||
vakaan tilan (''steady state'') ratkaisuja oikeakätisessä suorakulmaisessa | vakaan tilan (''steady state'', tai ''taajuusdomain''!) ratkaisuja oikeakätisessä | ||
koordinaatistossa. | suorakulmaisessa koordinaatistossa. | ||
Sähköiset ja magneettiset aaltoyhtälöt voidaan esittää taajuusdomainissa | Sähköiset ja magneettiset aaltoyhtälöt voidaan esittää taajuusdomainissa | ||
seuraavin vektoriyhtälöin: | seuraavin vektoriyhtälöin: | ||
<blockquote> | |||
{| | |||
jossa <math>\gamma = \sqrt{j\omega\mu\left(\sigma + j\omega\epsilon\right)} = \alpha + j\beta</math>. | |- | ||
|align=right|<math>\nabla^2\mathbf{E} =\,</math> | |||
|<math>\gamma^2\mathbf{E}</math> | |||
|(eq.2-E) | |||
|- | |||
|align=right|<math>\nabla^2\mathbf{H} =</math> | |||
|<math>\gamma^2\mathbf{H}</math> | |||
|(eq.2-H) | |||
|- | |||
|} | |||
</blockquote> | |||
jossa: | |||
::<math>\gamma = \sqrt{j\omega\mu\left(\sigma + j\omega\epsilon\right)} | |||
= \alpha + j\beta</math>. (eq.3) | |||
Suorakulmaisissa (ja yleensä oikeakätisissä) koordinaateissa lausuttavat '''E''' | Suorakulmaisissa (ja yleensä oikeakätisissä) koordinaateissa lausuttavat '''E''' | ||
tai '''H''' noudattavat kompleksista skalaariaaltoyhtälöä, | tai '''H''' noudattavat kompleksista skalaariaaltoyhtälöä, alias ''Helmholtzin'' yhtälöä. | ||
yhtälöä. | |||
::<math>\nabla^2\psi = \gamma^2\psi</math> (eq.4) | ::<math>\nabla^2\psi = \gamma^2\psi</math> (eq.4) | ||
Helmholtzin yhtälö suorakulmaisissa koordinaateissa on: | ''Helmholtzin'' yhtälö suorakulmaisissa koordinaateissa on: | ||
::<math>\frac{\partial^2\psi}{\partial x^2} + \frac{\partial^2\psi}{\partial y^2} + \frac{\partial^2\psi}{\partial z^2} = \gamma^2\psi</math> (eq.5) | ::<math>\frac{\partial^2\psi}{\partial x^2} + \frac{\partial^2\psi}{\partial y^2} | ||
+ \frac{\partial^2\psi}{\partial z^2} = \gamma^2\psi</math> (eq.5) | |||
Tämä on lineaarinen ja homogeeninen osittaisdifferentiaaliyhtälö kolmessa ulottuvuudessa. | Tämä on lineaarinen ja homogeeninen osittaisdifferentiaaliyhtälö kolmessa ulottuvuudessa. | ||
Käyttämällä muuttujien erottelua, ratkaisuksi saadaan: | Käyttämällä muuttujien erottelua, ratkaisuksi saadaan: | ||
::<math>\psi = X\left(x\right)Y\left(y\right)Z\left(z\right)</math> (eq.6) | ::<math>\psi = X\left(x\right)Y\left(y\right)Z\left(z\right)</math> (eq.6) | ||
missä esim. <math>X\left(x\right)</math> on funktio pelkän | missä esim. <math>X\left(x\right)</math> on funktio pelkän ''x''-koordinaatin suhteen. | ||
Sijoittamalla yhtälö (eq.6) yhtälöön (eq.5) ja jakamalla tulos yhtälöllä (eq.6), saadaan: | |||
::<math>\frac{1}{X}\frac{d^2 X}{dx^2} + \frac{1}{Y}\frac{d^2 Y}{dy^2} + \frac{1}{Z}\frac{d^2 Z}{dz^2} = \gamma^2</math> (eq.7) | ::<math>\frac{1}{X}\frac{d^2 X}{dx^2} + \frac{1}{Y}\frac{d^2 Y}{dy^2} | ||
+ \frac{1}{Z}\frac{d^2 Z}{dz^2} = \gamma^2</math> (eq.7) | |||
Koskapa edellisten kolmen termin summa on vakio ja jokainen niistä | Koskapa edellisten kolmen termin summa on vakio ja jokainen niistä | ||
termeistä on oma itsenäinen riippumaton muuttuja, jokaisen osatermin | termeistä on oma itsenäinen riippumaton muuttuja, jokaisen osatermin | ||
pitää olla | pitää olla vakion kokoinen. | ||
Olkoot yllä olevat kolme termiä: <math>k^2_x, k^2_y, k^2_z\,</math>, | Olkoot yllä olevat kolme termiä: <math>k^2_x, k^2_y, k^2_z\,</math>, | ||
Rivi 158: | Rivi 181: | ||
</blockquote> | </blockquote> | ||
Suorakulmaisissa koordinaateissa Helmholtz yhtälöjen täydet ratkaisut ovat näin ollen: | Suorakulmaisissa koordinaateissa ''Helmholtz'' yhtälöjen täydet ratkaisut ovat näin ollen: | ||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
|- | |- | ||
|align=right|<math>\psi =\,</math> | |align=right|<math>\psi =\,</math> | ||
|<math>\left( A \sin k_x x + B \cos k_x x\right) \left(C \sin k_y y + D \cos k_y y\right)\,</math> | |<math>\left( A \sin k_x x + B \cos k_x x\right) | ||
\left(C \sin k_y y + D \cos k_y y\right)\,</math> | |||
| | | | ||
|- | |- | ||
Rivi 184: | Rivi 208: | ||
yleensä tämä tunnetaan termillä ''cutoff wave number''. | yleensä tämä tunnetaan termillä ''cutoff wave number''. | ||
Häviöttömälle eristeelle/täyteaineelle käytämme <math>\gamma^2 = - \omega^2\mu\epsilon\,</math> saamme: | Häviöttömälle eristeelle/täyteaineelle käytämme sijoitusta | ||
<math>\gamma^2 = - \omega^2\mu\epsilon\,</math> ja saamme: | |||
::<math>\gamma_g = \pm j \sqrt{\omega^2\mu\epsilon - k_c^2}</math> (eq.14) | ::<math>\gamma_g = \pm j \sqrt{\omega^2\mu\epsilon - k_c^2}</math> (eq.14) | ||
Etenemävakiolle <math>\gamma_g\,</math> aaltoputkissa saamme kolme eri tapausta: | |||
aaltoputkissa: | <blockquote> | ||
'''Tapaus 1:''' | '''Tapaus 1:''' | ||
Aallon etenemistä ei tapahdu (vaan voimakasta häipymistä) jos | Aallon etenemistä ei tapahdu (vaan voimakasta häipymistä) jos | ||
Rivi 198: | Rivi 222: | ||
'''Tapaus 2:''' | '''Tapaus 2:''' | ||
Aaltomuoto etenee putkessa, jos <math>\omega^2\mu\epsilon > k_c^2\,</math> ja: | Aaltomuoto etenee putkessa, jos <math>\omega^2\mu\epsilon > k_c^2\,</math> ja: | ||
::<math>\gamma_g = \pm j\beta_g = \pm j\omega\sqrt{\mu\epsilon}\sqrt{1 - \left(\frac{f_c}{f}\right)^2}</math> (eq.16) | ::<math>\gamma_g = \pm j\beta_g = \pm j\omega\sqrt{\mu\epsilon} | ||
\sqrt{1 - \left(\frac{f_c}{f}\right)^2}</math> (eq.16) | |||
Tämä merkitsee, että taajuuden pitää olla alarajan yläpuolella, jotta | Tämä merkitsee, että taajuuden pitää olla alarajan yläpuolella, jotta | ||
aaltomuoto etenisi putkessa. | aaltomuoto etenisi putkessa. | ||
Rivi 204: | Rivi 229: | ||
'''Tapaus 3:''' | '''Tapaus 3:''' | ||
Aaltomuoto vaimenee, jos <math>\omega^2\mu\epsilon < k_c^2\,</math> ja: | Aaltomuoto vaimenee, jos <math>\omega^2\mu\epsilon < k_c^2\,</math> ja: | ||
::<math>\gamma_g = \pm\alpha_g = \pm\omega\sqrt{\mu\epsilon}\sqrt{\left(\frac{f_c}{f}\right)^2 - 1}</math> (eq.17) | ::<math>\gamma_g = \pm\alpha_g = \pm\omega\sqrt{\mu\epsilon} | ||
\sqrt{\left(\frac{f_c}{f}\right)^2 - 1}</math> (eq.17) | |||
joka kertoo, että operoitaessa taajuudella joka on alarajan alapuolella, | joka kertoo, että operoitaessa taajuudella joka on alarajan alapuolella, | ||
aaltomuoto vaimenee eksponentiaalisesti suhteessa tekijään <math>-\alpha_g z\,</math>, eikä aaltomuoto etene, koska etenemisvakio on reaaliluku. | aaltomuoto vaimenee eksponentiaalisesti suhteessa tekijään | ||
<math>-\alpha_g z\,</math>, eikä aaltomuoto etene, | |||
koska etenemisvakio on reaaliluku. | |||
</blockquote> | |||
Siksi ratkaisuksi Helmholtzin yhtälölle suorakulmaisissa koordinaateissa voidaan | Siksi ratkaisuksi ''Helmholtzin'' yhtälölle '''suorakulmaisissa koordinaateissa''' voidaan muotoilla: | ||
::<math>\psi = \left(A \sin k_x x + B \cos k_x x\right)\left(C \sin k_y y + D \cos k_y y\right) e^{-j\beta_g z}\,</math> (eq.18) | ::<math>\psi = \left(A \sin k_x x + B \cos k_x x\right) | ||
\left(C \sin k_y y + D \cos k_y y\right) e^{-j\beta_g z}\,</math> (eq.18) | |||
=== TE-muodot suorakulmaisessa aaltoputkessa === | === TE-muodot suorakulmaisessa aaltoputkessa === | ||
Käytämme edelleen oletusta, että aaltomuodot etenevät positiiviseen | |||
oikeakätisessä suorakulmaisessa koordinaatistossa. | ''z''-akselin suuntaan oikeakätisessä suorakulmaisessa koordinaatistossa. | ||
TE<sub>mn</sub>-etenemismuotojen ominaispiirre aaltoputkessa on, että | TE<sub>mn</sub>-etenemismuotojen ominaispiirre aaltoputkessa on, että | ||
Rivi 220: | Rivi 250: | ||
Toisin sanoen, magneettikentän ''z''-komponentin, <math>H_z\,</math>, | Toisin sanoen, magneettikentän ''z''-komponentin, <math>H_z\,</math>, | ||
pitää olla olemassa, että energiaa siirtyisi putkessa. | pitää olla olemassa, että energiaa siirtyisi putkessa. | ||
Seuraten edellä mainitusta Helmholtzin yhtälöstä: | Seuraten edellä mainitusta ''Helmholtzin'' yhtälöstä: | ||
::<math>\nabla^2 H_z = \gamma^2 H_z\,</math> (eq.19) | ::<math>\nabla^2 H_z = \gamma^2 H_z\,</math> (eq.19) | ||
jolle saadaan ratkaisu joka on muotoa: | jolle saadaan ratkaisu joka on muotoa: | ||
Rivi 254: | Rivi 284: | ||
</blockquote> | </blockquote> | ||
suorakulmaisissa koordinaateissa niiden komponentit ovat: | suorakulmaisissa koordinaateissa niiden komponentit ovat: | ||
<blockquote> | |||
{| | |||
|- | |||
|align=right|<math>\frac{\partial E_z}{\partial y}-\frac{\partial E_y}{\partial z} =</math> | |||
|align=right|<math>-j\omega\mu H_x\,</math> | |||
|(eq.22-Hx) | |||
|- | |||
Sijoittamalla edellisiin yhtälöihin <math>\partial/\partial z = -j\beta_g\,</math> ja <math>E_z = 0\,</math>, saadaan yksinkertaisemmat yhtälöt: | |align=right|<math>\frac{\partial E_x}{\partial z}-\frac{\partial E_z}{\partial x} =</math> | ||
|align=right|<math>-j\omega\mu H_y\,</math> | |||
|(eq.22-Hy) | |||
|- | |||
|align=right|<math>\frac{\partial E_y}{\partial x}-\frac{\partial E_x}{\partial y} =</math> | |||
|align=right|<math>-j\omega\mu H_z\,</math> | |||
|(eq.22-Hz) | |||
|- | |||
|align=right|<math>\frac{\partial H_z}{\partial y}-\frac{\partial H_y}{\partial z} =</math> | |||
|align=right|<math>j\omega\epsilon E_x\,</math> | |||
|(eq.22-Ex) | |||
|- | |||
|align=right|<math>\frac{\partial H_x}{\partial z}-\frac{\partial H_z}{\partial x} =</math> | |||
|align=right|<math>j\omega\epsilon E_y\,</math> | |||
|(eq.22-Ey) | |||
|- | |||
|align=right|<math>\frac{\partial H_y}{\partial x}-\frac{\partial H_x}{\partial y} =</math> | |||
|align=right|<math>j\omega\epsilon E_z\,</math> | |||
|(eq.22-Ez) | |||
|- | |||
|} | |||
</blockquote> | |||
Sijoittamalla edellisiin yhtälöihin <math>\partial/\partial z = -j\beta_g\,</math> | |||
ja <math>E_z = 0\,</math>, saadaan yksinkertaisemmat yhtälöt: | |||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
Rivi 328: | Rivi 381: | ||
Differentioimalla yhtälö (eq.24-Hz) ''x'':n ja ''y'':n suhteen ja | Differentioimalla yhtälö (eq.24-Hz) ''x'':n ja ''y'':n suhteen ja | ||
sitten sijoittamalla tulokset muista (eq.24) ryhmän yhtälöistä siihen, saadaan varsinaiset kenttäyhtälöt. | sitten sijoittamalla tulokset muista (eq.24) ryhmän yhtälöistä siihen, | ||
saadaan varsinaiset kenttäyhtälöt. | |||
Rajatilojen määritykset sovitetaan saatuihin uusiin yhtälöihin siten, | Rajatilojen määritykset sovitetaan saatuihin uusiin yhtälöihin siten, | ||
Rivi 336: | Rivi 390: | ||
<math>\partial H_z/\partial y = 0</math> kun ''y'' = 0 tai ''b''. | <math>\partial H_z/\partial y = 0</math> kun ''y'' = 0 tai ''b''. | ||
Siten <math>C_n = 0\,</math>. | Siten <math>C_n = 0\,</math>. | ||
Koskapa <math>E_y = 0\,</math> silloin <math>\partial H_z/\partial x = 0</math> kun ''x'' = 0 tai ''a''. Siten myös <math>A_m = 0\,</math>. | Koskapa <math>E_y = 0\,</math> silloin <math>\partial H_z/\partial x = 0</math> | ||
kun ''x'' = 0 tai ''a''. Siten myös <math>A_m = 0\,</math>. | |||
Noin ylipäätään voidaan vetää johtopäätös, että <math>H_z\,</math>:n | Noin ylipäätään voidaan vetää johtopäätös, että <math>H_z\,</math>:n | ||
Rivi 343: | Rivi 398: | ||
::<math>\frac{\partial H_z}{\partial n} = 0</math> (eq.25) | ::<math>\frac{\partial H_z}{\partial n} = 0</math> (eq.25) | ||
Tästä seuraa, että magneettikenttä positiiviseen ''z''-akselin suuntaan | Tästä seuraa, että magneettikenttä positiiviseen ''z''-akselin suuntaan | ||
voidaan kirjoittaa: | voidaan kirjoittaa muotoon: | ||
::<math>H_z=H_{0z}\cos\frac{m\pi x}{a}\cos\frac{n\pi y}{b}e^{-j\beta_g z}</math> (eq.26) | ::<math>H_z=H_{0z}\cos\frac{m\pi x}{a}\cos\frac{n\pi y}{b}e^{-j\beta_g z}</math> (eq.26) | ||
missä <math>H_{0z}\,</math> on amplitudivakio. | missä <math>H_{0z}\,</math> on amplitudivakio. | ||
Rivi 381: | Rivi 436: | ||
arvo ''m = n = 0'' ei ole sallittu. | arvo ''m = n = 0'' ei ole sallittu. | ||
<hr> | |||
Aloitetaan koostamaan muutamia strategisia yhtälöitä: | |||
Apumuuttuja: | Apumuuttuja: | ||
::<math>v_p = \frac{1}{\sqrt{\mu\epsilon}} = \frac{c}{\sqrt{\mu_r\epsilon_r}}</math> (eq.28) | ::<math>v_p = \frac{1}{\sqrt{\mu\epsilon}} = | ||
on signaalin vaihenopeus putken sisäisessä | \frac{c}{\sqrt{\mu_r\epsilon_r}}</math> (eq.28) | ||
on signaalin vaihenopeus putken sisäisessä eristemateriaalissa, | |||
ilmalle/tyhjölle se on valonnopeus. | |||
''Cutoff wave number'': | Yhtälön (eq.12) mukaan ns. ''Cutoff wave number'' on: | ||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
|- | |- | ||
|<math>k_c = \sqrt{ \left(\frac{m\pi}{a}\right)^2 + \left(\frac{n\pi}{b}\right)^2}</math> | |<math>k_c = \sqrt{ \left(\frac{m\pi}{a}\right)^2 + \left(\frac{n\pi}{b}\right)^2}</math> | ||
|<math>= \omega_c \sqrt{\mu\epsilon | |<math>= \omega_c \sqrt{\mu\epsilon}</math> | ||
|(eq.29) | |(eq.29) | ||
|- | |- | ||
Rivi 402: | Rivi 462: | ||
jossa ''a'' ja ''b'' on metreinä. | jossa ''a'' ja ''b'' on metreinä. | ||
Yhtälön (eq.15) mukaan aaltoputken alarajataajuus on: | |||
::<math>f_c = \frac{1}{2\sqrt{\mu\epsilon}}\sqrt{\frac{m^2}{a^2}+\frac{n^2}{b^2}} = \frac{1}{2} v_p \sqrt{\frac{m^2}{a^2}+\frac{n^2}{b^2}}</math> (eq.31) | ::<math>f_c = \frac{1}{2\sqrt{\mu\epsilon}}\sqrt{\frac{m^2}{a^2}+\frac{n^2}{b^2}} | ||
= \frac{1}{2} v_p \sqrt{\frac{m^2}{a^2}+\frac{n^2}{b^2}}</math> (eq.31) | |||
jota vastaava aallonpituus: | jota vastaava aallonpituus: | ||
::<math>\lambda_c = \frac{2}{\sqrt{\left(\frac{m}{a}\right)^2 + \left(\frac{n}{b}\right)^2}}</math> (eq.32) | ::<math>\lambda_c = \frac{2}{\sqrt{\left(\frac{m}{a}\right)^2 | ||
+ \left(\frac{n}{b}\right)^2}}</math> (eq.32) | |||
''Huomio: Tämä ei riipu putken täyteaineen ominaisuuksista!'' | ''Huomio: Tämä ei riipu putken täyteaineen ominaisuuksista!'' | ||
Etenemisvakio (tai tässä vaihevakio): | Etenemisvakio (tai tässä vaihevakio) kuten yhtälö (eq.14) sen ilmaisee on | ||
::<math>\beta_g = \omega\sqrt{\mu\epsilon}\sqrt{1 - \left( | lausuttavissa muodossa: | ||
::<math>\beta_g = \omega\sqrt{\mu\epsilon} | |||
\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}</math> (eq.33) | |||
Vaihenopeus positiivizeen ''z''-akselin suuntaan: | Vaihenopeus positiivizeen ''z''-akselin suuntaan: | ||
::<math>v_g = \frac{\omega}{\beta_g} = \frac{v_p}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}}</math> (eq.34) | ::<math>v_g = \frac{\omega}{\beta_g} | ||
= \frac{v_p}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}}</math> (eq.34) | |||
Ominaisaaltoimpedanssi TE-moodeille voidaan lausua yhtälöistä (eq.23-Hx ja eq.23-Hy) johtamalla muotoon: | Ominaisaaltoimpedanssi TE-moodeille voidaan lausua yhtälöistä | ||
::<math>Z_g = \frac{E_x}{H_y} = - \frac{E_y}{H_x} = \frac{\omega\mu}{\beta_g} = \frac{\eta}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}}</math> (eq.35) | (eq.23-Hx ja eq.23-Hy) johtamalla muotoon: | ||
::<math>Z_g = \frac{E_x}{H_y} = - \frac{E_y}{H_x} = \frac{\omega\mu}{\beta_g} | |||
= \frac{\eta}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}}</math> (eq.35) | |||
missä: <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeen ominaisimpedanssi. | missä: <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeen ominaisimpedanssi. | ||
Rivi 448: | Rivi 515: | ||
Tämä on samanlaista, kuin TE-moodien haku. | Tämä on samanlaista, kuin TE-moodien haku. | ||
Rajapintaehto <math>E_z\,</math> vaatii, että kenttä häviää (nollaan) aaltoputken seinillä, koska sähkökentän tangenttikomponentin (<math>E_z\,</math>) tulee olla nolla johtavalla pinnalla. | Rajapintaehto <math>E_z\,</math> vaatii, että kenttä häviää (nollaan) aaltoputken seinillä, | ||
Näin ollen koska <math>E_z = 0\,</math> kun <math>x = 0, a\,</math>, | koska sähkökentän tangenttikomponentin (<math>E_z\,</math>) tulee olla nolla johtavalla | ||
silloin <math>B_m = 0\,</math>. | pinnalla. | ||
Näin ollen koska <math>E_z = 0\,</math> kun <math>x = 0, a\,</math>, silloin <math>B_m = 0\,</math>. | |||
Samoin <math>E_z = 0\,</math>-ehto reunoilla ''0, b'' pakottaa: <math>D_n = 0\,</math>. | Samoin <math>E_z = 0\,</math>-ehto reunoilla ''0, b'' pakottaa: <math>D_n = 0\,</math>. | ||
Näin yhtälö (eq.38) pelkistyy muotoon: | Näin yhtälö (eq.38) pelkistyy muotoon: | ||
Rivi 457: | Rivi 525: | ||
Jos ''m'' tai ''n'' ovat nollia, kentät vaimenevat nollaan. | Jos ''m'' tai ''n'' ovat nollia, kentät vaimenevat nollaan. | ||
Siksi suorakulmaisessa putkessa ei ole TM<sub>01</sub> tai TM<sub>10</sub> -moodeja, jonka vuoksi TE<sub>10</sub>-moodi on | Siksi suorakulmaisessa putkessa ei ole TM<sub>01</sub> tai TM<sub>10</sub> -moodeja, jonka | ||
dominoiva suorakulmaisessa putkessa, jonka ''a > b''. | vuoksi TE<sub>10</sub>-moodi on dominoiva suorakulmaisessa putkessa, jonka ''a > b''. | ||
Tapaukselle <math>H_z = 0\,</math> saadaan kenttäyhtälöt laventamalla | Tapaukselle <math>H_z = 0\,</math> saadaan kenttäyhtälöt laventamalla | ||
Rivi 491: | Rivi 559: | ||
|} | |} | ||
</blockquote> | </blockquote> | ||
Näiden yhtälöiden samanaikainen ratkaisu <math>E_z\,</math>:n suhteessa muuttujille <math>E_x, E_y, H_x, H_y\,</math> ja | Näiden yhtälöiden samanaikainen ratkaisu <math>E_z\,</math>:n suhteessa muuttujille | ||
tekemällä sijoitus <math>\beta_g^2-\omega^2\mu\epsilon = -k_c^2\,</math>, saadaan kenttäyhtälöt TM-moodeille: | <math>E_x, E_y, H_x, H_y\,</math> ja tekemällä sijoitus | ||
<math>\beta_g^2-\omega^2\mu\epsilon = -k_c^2\,</math>, saadaan kenttäyhtälöt TM-moodeille: | |||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
Rivi 568: | Rivi 637: | ||
Ominaisaaltoimpedanssi TM-moodeille voidaan lausua: | Ominaisaaltoimpedanssi TM-moodeille voidaan lausua: | ||
::<math>Z_g = \frac{\beta_g}{\omega\epsilon} = | ::<math>Z_g = \frac{\beta_g}{\omega\epsilon} | ||
= \eta \sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}</math> (eq.43-Zg) | |||
missä: <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeen | missä: <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeen | ||
ominaisimpedanssi kuten TE-moodilla. | ominaisimpedanssi kuten TE-moodilla. | ||
Rivi 579: | Rivi 649: | ||
voidaan laskea kompleksisessa [[Poynting teoreema|Poynting teoreemalla]]. | voidaan laskea kompleksisessa [[Poynting teoreema|Poynting teoreemalla]]. | ||
Lähtökohtana pidetään tilannetta, jossa aaltoputki on äärettömän | Lähtökohtana pidetään tilannetta, jossa aaltoputki on äärettömän | ||
pitkä suhteessa aallonpituuteen ja että se on päätetty ideaaliseen kuormaan siten, ettei päistä tule heijastuksia. | pitkä suhteessa aallonpituuteen ja että se on päätetty ideaaliseen kuormaan siten, | ||
ettei päistä tule heijastuksia. | |||
Aaltoputkessa siirrettävä teho on lausuttavissa: | Aaltoputkessa siirrettävä teho on lausuttavissa: | ||
::<math>P_{tr} = \oint\mathbf{p}\cdot d\mathbf{s} = \oint\frac{1}{2}\left(\mathbf{E}\times\mathbf{H*}\right)\cdot d\mathbf{s}</math> (eq.44) | ::<math>P_{tr} = \oint\mathbf{p}\cdot d\mathbf{s} = \oint\frac{1}{2}\left(\mathbf{E}\times\mathbf{H*}\right)\cdot d\mathbf{s}</math> (eq.44) | ||
Häviöttömälle eristeelle saadaan aaltoputken läpi kulkevan tehon aika-keskiarvo lausuttua: | Häviöttömälle eristeelle saadaan aaltoputken läpi kulkevan tehon aika-keskiarvo lausuttua: | ||
::<math>P_{tr} = \frac{1}{2 Z_g}\int_a \left|E\right|^2\,da = \frac{Z_g}{2}\int_a \left|H\right|^2\,da</math> (eq.45) | ::<math>P_{tr} = \frac{1}{2 Z_g}\int_a \left|E\right|^2\,da | ||
= \frac{Z_g}{2}\int_a \left|H\right|^2\,da</math> (eq.45) | |||
missä: | missä: | ||
:::<math>Z_g = \frac{E_x}{H_y} = -\frac{E_y}{H_x}</math> | :::<math>Z_g = \frac{E_x}{H_y} = -\frac{E_y}{H_x}</math> | ||
Rivi 591: | Rivi 663: | ||
Näin TE<sub>mn</sub>-moodeille on keskimääräinen suorakaideaaltoputken läpi kulkeva teho: | Näin TE<sub>mn</sub>-moodeille on keskimääräinen suorakaideaaltoputken läpi kulkeva teho: | ||
::<math>P_{tr} = \frac{\sqrt{1 -\left(f_c/f\right)^2}}{2\eta}\int_0^b\int_0^a\left(\left|E_x\right|^2 + \left|E_y\right|^2\right)\,dx\,dy</math> (eq.46-TE) | ::<math>P_{tr} = \frac{\sqrt{1 -\left(f_c/f\right)^2}}{2\eta} | ||
\int_0^b\int_0^a\left(\left|E_x\right|^2 + | |||
\left|E_y\right|^2\right)\,dx\,dy</math> (eq.46-TE) | |||
Vastaavasti TM<sub>mn</sub>-moodeille se on: | Vastaavasti TM<sub>mn</sub>-moodeille se on: | ||
::<math>P_{tr} = \frac{1}{2\eta\sqrt{1 -\left(f_c/f\right)^2}}\int_0^b\int_0^a\left(\left|E_x\right|^2 + \left|E_y\right|^2\right)\,dx\,dy</math> (eq.46-TM) | ::<math>P_{tr} = \frac{1}{2\eta\sqrt{1 -\left(f_c/f\right)^2}} | ||
\int_0^b\int_0^a\left(\left|E_x\right|^2 + | |||
\left|E_y\right|^2\right)\,dx\,dy</math> (eq.46-TM) | |||
edellä <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeaineen ominaisimpedanssi. | edellä <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeaineen ominaisimpedanssi. | ||
Rivi 604: | Rivi 680: | ||
=== Eristeaineen häviöt === | === Eristeaineen häviöt === | ||
Aloitetaan asian tarkastelu putkea täyttävän eristeaineen (tyhjön/ilman) häivöistä. | Aloitetaan asian tarkastelu putkea täyttävän eristeaineen (tyhjön/ilman) häivöistä. | ||
Pienihäviöisen rajattoman eristeaineen (missä <math>\sigma <\!\!< \mu\epsilon\,</math>) tasoaallon etenemisvakio voidaan esittää: | Pienihäviöisen rajattoman eristeaineen (missä <math>\sigma <\!\!< \mu\epsilon\,</math>) | ||
::<math>\alpha = \frac{\sigma}{2}\sqrt{\frac{\mu}{\epsilon}} = \frac{\eta\sigma}{2}</math> (eq.47) | tasoaallon etenemisvakio voidaan esittää: | ||
Näin suorakulmaisen aaltoputken eristeaineen häviöt TE<sub>mn</sub> ja TM<sub>mn</sub> -moodeissa ovat: | ::<math>\alpha = \frac{\sigma}{2}\sqrt{\frac{\mu}{\epsilon}} | ||
= \frac{\eta\sigma}{2}</math> (eq.47) | |||
Näin suorakulmaisen aaltoputken eristeaineen häviöt TE<sub>mn</sub> | |||
ja TM<sub>mn</sub>-moodeissa ovat: | |||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
Rivi 621: | Rivi 700: | ||
</blockquote> | </blockquote> | ||
Taajuuden ''f'' ollessa paljon yli rajataajuuden (<math>f >\!\!> f_c\,</math>) , vaimennusvakio <math>\alpha_g\,</math> lähestyy rajattoman eristeaineen ominaisuuksia (eq.47). | Taajuuden ''f'' ollessa paljon yli rajataajuuden (<math>f >\!\!> f_c\,</math>), | ||
Mutta kun taajuus on paljon alle rajataajuuden, vaimennusvakio kasvaa erittäin suureksi ja aaltomuoto ei käytännössä etene. | vaimennusvakio <math>\alpha_g\,</math> lähestyy rajattoman eristeaineen ominaisuuksia (eq.47). | ||
Mutta kun taajuus on paljon alle rajataajuuden, vaimennusvakio kasvaa erittäin suureksi ja | |||
aaltomuoto ei käytännössä etene. | |||
=== Aaltoputken seinien tehohäviöt === | === Aaltoputken seinien tehohäviöt === | ||
Rivi 640: | Rivi 721: | ||
missä <math>E_{0z}\,</math> ja <math>H_{0z}\,</math> ovat kenttäintensiteetit z-akselilla kohdassa <math>z=0\,</math>. | missä <math>E_{0z}\,</math> ja <math>H_{0z}\,</math> ovat kenttäintensiteetit z-akselilla kohdassa <math>z=0\,</math>. | ||
On huomionarvoisaa todeta, että pienihäviöisessä putkessa tehovirran aikakeskiarvo pienenee suhteessa tekijään <math>e^{-2\alpha_g z}\,</math>. | On huomionarvoisaa todeta, että pienihäviöisessä putkessa tehovirran aikakeskiarvo pienenee | ||
suhteessa tekijään <math>e^{-2\alpha_g z}\,</math>. | |||
Näin ollen: | Näin ollen: | ||
::<math>P_{tr} = \left(P_{tr} + P_{loss}\right) e^{-2\alpha_g z}\,</math> (eq.50) | ::<math>P_{tr} = \left(P_{tr} + P_{loss}\right) e^{-2\alpha_g z}\,</math> (eq.50) | ||
Rivi 649: | Rivi 731: | ||
missä <math>P_L\,</math> on tehohäviö yksikköpituutta kohti. | missä <math>P_L\,</math> on tehohäviö yksikköpituutta kohti. | ||
koskapa sähkö- ja magneettikentät aaltoputken johdepinnalla vaimenevat eksponentiaalisesti mentäessä syvemmälle seinämän aineeseen, on helpompi määritellä aaltoputken pinnan ominaisvastus: | koskapa sähkö- ja magneettikentät aaltoputken johdepinnalla vaimenevat eksponentiaalisesti | ||
::<math>R_s \equiv \frac{\rho}{\delta} = \frac{1}{\sigma\delta} = \frac{\alpha_g}{\rho} = \sqrt{\frac{\pi f\mu}{\sigma}} \quad \Omega</math> (eq.53) | mentäessä syvemmälle seinämän aineeseen, on helpompi määritellä aaltoputken pinnan ominaisvastus: | ||
::<math>R_s \equiv \frac{\rho}{\delta} = \frac{1}{\sigma\delta} = \frac{\alpha_g}{\rho} | |||
= \sqrt{\frac{\pi f\mu}{\sigma}} \quad \Omega</math> (eq.53) | |||
missä <math>\rho\,</math> (rho) seinämän materiaalin [[ominaisvastus]] [[ohmi]]-metriä, | missä <math>\rho\,</math> (rho) seinämän materiaalin [[ominaisvastus]] [[ohmi]]-metriä, | ||
<math>\sigma\,</math> (sigma) [[johtavuus]] [[siemens|siemensseinä]], | <math>\sigma\,</math> (sigma) [[johtavuus]] [[siemens|siemensseinä]], | ||
<math>\delta\,</math> (delta) [[tunkeumasyvyys]] metreinä. | <math>\delta\,</math> (delta) [[tunkeumasyvyys]] metreinä. | ||
Tehohäviö per pituusmittayksikkö saadaan integroimalla pituusmittayksikön matkalla johteen pinnan tehotiheys: | Tehohäviö per pituusmittayksikkö saadaan integroimalla pituusmittayksikön matkalla johteen | ||
pinnan tehotiheys: | |||
::<math>P_L = \frac{R_s}{2}\int_s \left|H_t\right|^2 \,ds\,</math> W/yksikköpituus (eq.54) | ::<math>P_L = \frac{R_s}{2}\int_s \left|H_t\right|^2 \,ds\,</math> W/yksikköpituus (eq.54) | ||
missä <math>H_t\,</math> on johteen seinällä olevan magneettikentän intensiteetin tangenttikomponentti. | missä <math>H_t\,</math> on johteen seinällä olevan magneettikentän intensiteetin | ||
tangenttikomponentti. | |||
Sijoittamalla yhtälöt (eq.45) ja (eq.54) yhtälöön (eq.52) saadaan: | Sijoittamalla yhtälöt (eq.45) ja (eq.54) yhtälöön (eq.52) saadaan: | ||
::<math>\alpha_g = \frac{R_s\int_s\left|H_t\right|^2 ds}{2 Z_g\int_a\left|H\right|^2 da}</math> (eq.55) | ::<math>\alpha_g = \frac{R_s\int_s\left|H_t\right|^2 ds}{2 Z_g\int_a\left|H\right|^2 da}</math> (eq.55) | ||
Rivi 684: | Rivi 770: | ||
Skalaarimuotoinen Helmholtz-yhtälö sylinterikoordinaateissa saa muodon: | Skalaarimuotoinen Helmholtz-yhtälö sylinterikoordinaateissa saa muodon: | ||
::<math>\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left(r\frac{\partial\psi}{\partial r}\right) + \frac{1}{r^2}\frac{\partial^2\psi}{\partial\phi^2} + \frac{\partial^2\psi}{\partial z^2} = \gamma^2\psi</math> (eq.58) | ::<math>\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left(r\frac{\partial\psi}{\partial r}\right) | ||
+ \frac{1}{r^2}\frac{\partial^2\psi}{\partial\phi^2} + \frac{\partial^2\psi}{\partial z^2} | |||
= \gamma^2\psi</math> (eq.58) | |||
Käyttäen muuttujien erottelua tämä saadaan muotoon: | Käyttäen muuttujien erottelua tämä saadaan muotoon: | ||
::<math>\Psi = R\left(r\right)\Phi\left(\phi\right)Z\left(z\right)\,</math> (eq.59) | ::<math>\Psi = R\left(r\right)\Phi\left(\phi\right)Z\left(z\right)\,</math> (eq.59) | ||
Rivi 693: | Rivi 781: | ||
Sijoittamalla yhtälö (eq.59) yhtälöön (eq.58) ja jakamalla tulos yhtälöllä (eq.59), saadaan: | Sijoittamalla yhtälö (eq.59) yhtälöön (eq.58) ja jakamalla tulos yhtälöllä (eq.59), saadaan: | ||
::<math>\frac{1}{rR}\frac{d}{dr}\left(r\frac{dR}{dr}\right) + \frac{1}{r^2\Phi}\frac{d^2\Phi}{d\phi^2} + \frac{1}{Z}\frac{d^2 Z}{dz^2} = \gamma^2</math> (eq.60) | ::<math>\frac{1}{rR}\frac{d}{dr}\left(r\frac{dR}{dr}\right) + \frac{1}{r^2\Phi}\frac{d^2\Phi}{d\phi^2} | ||
+ \frac{1}{Z}\frac{d^2 Z}{dz^2} = \gamma^2</math> (eq.60) | |||
Koskapa kolmen riippumattoman termin summa on vakio, jokaisen kolmesta termistä pitää olla vakio. | Koskapa kolmen riippumattoman termin summa on vakio, jokaisen kolmesta termistä pitää olla vakio. | ||
Rivi 702: | Rivi 791: | ||
missä <math>\gamma_g\,</math> on aallon etenemisvakio aaltoputkessa. | missä <math>\gamma_g\,</math> on aallon etenemisvakio aaltoputkessa. | ||
Sijoittamalla <math>\gamma_g^2\,</math> kolmanneksi termiksi yhtälön (eq.60) vasemmalle puolelle ja kertomalla saatu yhtälö <math>r^2\,</math>:lla, saadaan: | Sijoittamalla <math>\gamma_g^2\,</math> kolmanneksi termiksi yhtälön (eq.60) vasemmalle puolelle | ||
::<math>\frac{r}{R}\frac{d}{dr}\left(r\frac{dR}{dR}\right) + \frac{1}{\Phi}\frac{d^2\Phi}{d\phi^2} - \left(\gamma^2 - \gamma_g^2\right)r^2 = 0</math> (eq.63) | ja kertomalla saatu yhtälö <math>r^2\,</math>:lla, saadaan: | ||
::<math>\frac{r}{R}\frac{d}{dr}\left(r\frac{dR}{dR}\right) | |||
+ \frac{1}{\Phi}\frac{d^2\Phi}{d\phi^2} | |||
- \left(\gamma^2 - \gamma_g^2\right)r^2 = 0</math> (eq.63) | |||
Tuon toinen termi on pelkästään <math>\phi\,</math>:n suhteen oleva funktio, joten sijoittamalla sen paikalle vakio: <math>\left(-n^2\right)\,</math>, saadaan: | Tuon toinen termi on pelkästään <math>\phi\,</math>:n suhteen oleva funktio, joten sijoittamalla | ||
sen paikalle vakio: <math>\left(-n^2\right)\,</math>, saadaan: | |||
::<math>\frac{d^2\Phi}{d\phi^2} = - n^2\Phi</math> (eq.64) | ::<math>\frac{d^2\Phi}{d\phi^2} = - n^2\Phi</math> (eq.64) | ||
Tälle yhtälölle löytyy ratkaisuksi myös harmoninen funktio: | Tälle yhtälölle löytyy ratkaisuksi myös harmoninen funktio: | ||
::<math>\Phi = A_n \sin n\phi + B_n \cos n\phi\,</math> (eq.65) | ::<math>\Phi = A_n \sin n\phi + B_n \cos n\phi\,</math> (eq.65) | ||
Korvaamalla yhtälön (eq.63) termi <math>\Phi\,</math> termillä <math>\left(-n^2\right)\,</math> ja kertomalla tulos <math>R\,</math>:llä, saadaan: | Korvaamalla yhtälön (eq.63) termi <math>\Phi\,</math> termillä <math>\left(-n^2\right)\,</math> | ||
::<math>r\frac{d}{dr}\left(r\frac{dR}{dr}\right) + \left | ja kertomalla tulos <math>R\,</math>:llä, saadaan: | ||
::<math>r\frac{d}{dr}\left(r\frac{dR}{dr}\right) | |||
+ \left(\left(k_c r\right)^2 - n^2\right) R = 0</math> (eq.66) | |||
tämä on ''n''-kertaluvun ''Besselin-funktio'', missä: | tämä on ''n''-kertaluvun ''Besselin-funktio'', missä: | ||
::<math>k_c^2 + \gamma^2 = \gamma_g^2\,</math> (eq.67) | ::<math>k_c^2 + \gamma^2 = \gamma_g^2\,</math> (eq.67) | ||
joka tunnetaan Besselin funktion ''ominaisyhtälönä''. | joka tunnetaan ''Besselin'' funktion ''ominaisyhtälönä''. | ||
Häviöttömälle aaltoputkelle tämä ominaisyhtälö sieventyy muotoon: | Häviöttömälle aaltoputkelle tämä ominaisyhtälö sieventyy muotoon: | ||
::<math>\beta_g = \pm\sqrt{\omega^2\mu\epsilon - k_c^2}</math> (eq.68) | ::<math>\beta_g = \pm\sqrt{\omega^2\mu\epsilon - k_c^2}</math> (eq.68) | ||
Tämän Besselin yhtälön ratkaisut ovat: | Tämän ''Besselin'' yhtälön ratkaisut ovat: | ||
::<math>R = C_n J_n\left(k_c r\right) + D_n N_n \left(k_c r\right)\,</math> (eq.69) | ::<math>R = C_n J_n\left(k_c r\right) + D_n N_n \left(k_c r\right)\,</math> (eq.69) | ||
missä <math>J_n\left(k_c r\right)\,</math> on n:nnen kertaluokan ensimmäisen tyypin Besselin funktio joka kuvaa putken sisällä seisovaa aaltoa <math>\cos\left(k_c r\right)</math> ''r'':n arvoilla nollasta ''a'':han. | missä <math>J_n\left(k_c r\right)\,</math> on n:nnen kertaluokan ensimmäisen tyypin | ||
Samaan tapaan <math>N_n\left(k_c r\right)\,</math> on n:nen kertaluvin toisen tyypin Besselin funktio joka kuvaa seisovaa aaltoa: <math>\sin\left(k_c r\right)\,</math> ''r'':n ollessa ''a'':ta suurempi. | Besselin funktio joka kuvaa putken sisällä seisovaa aaltoa <math>\cos\left(k_c r\right)</math> | ||
''r'':n arvoilla nollasta ''a'':han. | |||
Samaan tapaan <math>N_n\left(k_c r\right)\,</math> on n:nen kertaluvin toisen tyypin | |||
''Besselin'' funktio joka kuvaa seisovaa aaltoa: <math>\sin\left(k_c r\right)\,</math> ''r'':n | |||
ollessa ''a'':ta suurempi. | |||
Näin saamme Helmholtzin yhtälön ratkaisuksi sylinterikoordinaateissa: | Näin saamme ''Helmholtzin'' yhtälön ratkaisuksi sylinterikoordinaateissa: | ||
::<math>\Psi = \left(C_nJ_n\left(k_cr\right)+D_nN_n\left(k_cr\right)\right)\left(A_n\sin n\phi + B_n\cos n\phi\right)e^{\pm\beta_g z}</math> (eq.70) | ::<math>\Psi = \left(C_nJ_n\left(k_cr\right)+D_nN_n\left(k_cr\right)\right) | ||
Kuitenkin kun <math>r=0\,</math>, on <math>k_cr=0\,</math> ja funktio <math>N_n\,</math> lähestyy ääretöntä ja siksi <math>D_n = 0</math>. | \left(A_n\sin n\phi + B_n\cos n\phi\right)e^{\pm\beta_g z}</math> (eq.70) | ||
Kuitenkin kun <math>r=0\,</math>, on <math>k_cr=0\,</math> ja funktio <math>N_n\,</math> | |||
lähestyy ääretöntä ja siksi <math>D_n = 0</math>. | |||
Tästä kaikesta seuraa, että ''z''-akselilla kentän täytyy olla äärellinen. | Tästä kaikesta seuraa, että ''z''-akselilla kentän täytyy olla äärellinen. | ||
Rivi 744: | Rivi 845: | ||
== TE-aaltoputkimoodit pyöreälle putkelle == | == TE-aaltoputkimoodit pyöreälle putkelle == | ||
Katsotaan tilannetta, jossa aalto etenee putkessa positiiviseen ''z''-akselin suuntaan edellä esitellyin koordinaatein. | Katsotaan tilannetta, jossa aalto etenee putkessa positiiviseen ''z''-akselin suuntaan edellä | ||
esitellyin koordinaatein. | |||
Pyöreän aaltoputken TE<sub>np</sub>-moodeille tunnusomaista on, että <math>E_z = 0.\,</math> | Pyöreän aaltoputken TE<sub>np</sub>-moodeille tunnusomaista on, että <math>E_z = 0.\,</math> | ||
Tämä tarkoittaa, että magneettikentän <math>H_z\,</math> z-komponentin pitää olla olemassa jotta putkessa esiintyy energian siirtoa. | Tämä tarkoittaa, että magneettikentän <math>H_z\,</math> z-komponentin pitää olla olemassa jotta | ||
Helmholtzin yhtälö <math>H_z\,</math>:lle sylinterimäisessä putkessa on lausuttavissa: | putkessa esiintyy energian siirtoa. | ||
''Helmholtzin'' yhtälö <math>H_z\,</math>:lle sylinterimäisessä putkessa on lausuttavissa: | |||
::<math>\nabla^2H_z = \gamma^2H_z</math> (eq.73) | ::<math>\nabla^2H_z = \gamma^2H_z</math> (eq.73) | ||
sen ratkaisu on yhtälön (eq.72) mukaan: | sen ratkaisu on yhtälön (eq.72) mukaan: | ||
Rivi 772: | Rivi 875: | ||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
|align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial E_z}{\partial\phi}-\frac{\partial E_\phi}{\partial z}=</math> | |align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial E_z}{\partial\phi}- | ||
\frac{\partial E_\phi}{\partial z}=</math> | |||
|align=right|<math>-j\omega\mu H_r\,</math> | |align=right|<math>-j\omega\mu H_r\,</math> | ||
|(eq.76-Hr) | |(eq.76-Hr) | ||
|- | |- | ||
|align=right|<math>\frac{\partial E_r}{\partial z}-\frac{\partial E_z}{\partial r} =</math> | |align=right|<math>\frac{\partial E_r}{\partial z}- | ||
\frac{\partial E_z}{\partial r} =</math> | |||
|align=right|<math>-j\omega\mu H_\phi\,</math> | |align=right|<math>-j\omega\mu H_\phi\,</math> | ||
|(eq.76-Hp) | |(eq.76-Hp) | ||
|- | |- | ||
|align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left(r E_\phi\right)-\frac{1}{r}\frac{\partial E_r}{\partial\phi} =</math> | |align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left(r E_\phi\right)- | ||
\frac{1}{r}\frac{\partial E_r}{\partial\phi} =</math> | |||
|align=right|<math>-j\omega\mu H_z\,</math> | |align=right|<math>-j\omega\mu H_z\,</math> | ||
|(eq.76-Hz) | |(eq.76-Hz) | ||
|- | |- | ||
|align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial H_z}{\partial\phi}-\frac{\partial H_\phi}{\partial z}=</math> | |align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial H_z}{\partial\phi}- | ||
\frac{\partial H_\phi}{\partial z}=</math> | |||
|align=right|<math>j\omega\epsilon E_r\,</math> | |align=right|<math>j\omega\epsilon E_r\,</math> | ||
|(eq.76-Er) | |(eq.76-Er) | ||
Rivi 792: | Rivi 899: | ||
|(eq.76-Ep) | |(eq.76-Ep) | ||
|- | |- | ||
|align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left(r H_\phi\right)-\frac{1}{r}\frac{\partial H_r}{\partial\phi}=</math> | |align=right|<math>\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left(r H_\phi\right)- | ||
\frac{1}{r}\frac{\partial H_r}{\partial\phi}=</math> | |||
|align=right|<math>j\omega\epsilon E_z\,</math> | |align=right|<math>j\omega\epsilon E_z\,</math> | ||
|(eq.76-Ez) | |(eq.76-Ez) | ||
Rivi 798: | Rivi 906: | ||
|} | |} | ||
</blockquote> | </blockquote> | ||
Kun differentiaatio <math>\partial/\partial z\,</math> korvataan <math>\left(-j\beta_g\right)\,</math> ja sähkökentän ''z''-komponentti <math>E_z\,</math> nollalla, sekä tehdään sijoitus <math>k_c^2=\omega^2\mu\epsilon-\beta_g^2\,</math>, | Kun differentiaatio <math>\partial/\partial z\,</math> korvataan | ||
saadaan TE-moodin yhtälöt pyöreässä aaltoputkessa <math>H_z\,</math>:n suhteen lausuttuna: | <math>\left(-j\beta_g\right)\,</math> ja sähkökentän ''z''-komponentti | ||
<math>E_z\,</math> nollalla, sekä tehdään sijoitus | |||
<math>k_c^2=\omega^2\mu\epsilon-\beta_g^2\,</math>, saadaan TE-moodin yhtälöt | |||
pyöreässä aaltoputkessa <math>H_z\,</math>:n suhteen lausuttuna: | |||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
Rivi 836: | Rivi 947: | ||
</blockquote> | </blockquote> | ||
Aaltoputkessa yhtälöiden ratkaisuissa putken sisäpinnalla pitää sähkökentän <math>\phi\,</math> komponentin <math>E_\phi\,</math> | Aaltoputkessa yhtälöiden ratkaisuissa putken sisäpinnalla pitää sähkökentän | ||
kadota, tai että magneettikentän ''r''-komponentin <math>H_r\,</math> pitää kadota. | <math>\phi\,</math> komponentin <math>E_\phi\,</math> kadota, tai että | ||
magneettikentän ''r''-komponentin <math>H_r\,</math> pitää kadota. | |||
Näinollen: | |||
<blockquote> | <blockquote> | ||
{| | {| | ||
Rivi 861: | Rivi 974: | ||
missä <math>J_n^{\prime}\,</math> on <math>J_n\,</math>:n derivaatta. | missä <math>J_n^{\prime}\,</math> on <math>J_n\,</math>:n derivaatta. | ||
Koskapa <math>J_n\,</math> on oskilloiva funktio, myös <math>J_n^{\prime}\left(k_ca\right)\,</math> on oskilloiva. | Koskapa <math>J_n\,</math> on oskilloiva funktio, myös | ||
Tästä seuraa, että on olemassa ääretön määrä <math>\left(k_ca\right)\,</math> arvoja, jotka toteuttavat yhtälön (eq.78) ehdon. | <math>J_n^{\prime}\left(k_ca\right)\,</math> on oskilloiva. | ||
Tästä seuraa, että on olemassa ääretön määrä <math>\left(k_ca\right)\,</math> | |||
arvoja, jotka toteuttavat yhtälön (eq.78) ehdon. | |||
Nämä pisteet ovat paikallisia maksimeja ja minimejä Besselin funktiolla. | Nämä pisteet ovat paikallisia maksimeja ja minimejä Besselin funktiolla. | ||
p:nnes nolla <math>J_n^{\prime}\left(k_ca\right)\,</math> TE<sub>np</sub> moodeille: | p:nnes nolla <math>J_n^{\prime}\left(k_ca\right)\,</math> TE<sub>np</sub> moodeille: | ||
Rivi 882: | Rivi 997: | ||
|<math>E_r=\,</math> | |<math>E_r=\,</math> | ||
| | | | ||
|<math>E_{0r}J_n\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right)\sin\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |<math>E_{0r}J_n\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right) | ||
\sin\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |||
|(eq.81-Er) | |(eq.81-Er) | ||
|- | |- | ||
|<math>E_\phi=\,</math> | |<math>E_\phi=\,</math> | ||
| | | | ||
|<math>E_{0r}J_n^{\prime}\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right)\cos\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |<math>E_{0r}J_n^{\prime}\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right) | ||
\cos\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |||
|(eq.81-Ep) | |(eq.81-Ep) | ||
|- | |- | ||
Rivi 897: | Rivi 1 014: | ||
|<math>H_r=\,</math> | |<math>H_r=\,</math> | ||
|<math>-\,</math> | |<math>-\,</math> | ||
|<math>\frac{E_{0\phi}}{Z_g}J_n^{\prime}\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right)\cos\left(n\phi\right)e^{j\beta_gz}</math> | |<math>\frac{E_{0\phi}}{Z_g}J_n^{\prime}\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right) | ||
\cos\left(n\phi\right)e^{j\beta_gz}</math> | |||
|(eq.81-Hr) | |(eq.81-Hr) | ||
|- | |- | ||
|<math>H_\phi=\,</math> | |<math>H_\phi=\,</math> | ||
| | | | ||
|<math>\frac{E_{0r}}{Z_g}J_n\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right)\sin\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |<math>\frac{E_{0r}}{Z_g}J_n\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right) | ||
\sin\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |||
|(eq.81-Hp) | |(eq.81-Hp) | ||
|- | |- | ||
|<math>H_z=\,</math> | |<math>H_z=\,</math> | ||
| | | | ||
|<math>H_{0z}J_n\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right)\cos\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |<math>H_{0z}J_n\left(\frac{X_{np}^{\prime}r}{a}\right) | ||
\cos\left(n\phi\right)e^{-j\beta_gz}</math> | |||
|(eq.81-Hz) | |(eq.81-Hz) | ||
|- | |- | ||
Rivi 914: | Rivi 1 034: | ||
edellä ''n'' = 0, 1, 2, 3, ... ja ''p'' = 1, 2, 3, 4, ... | edellä ''n'' = 0, 1, 2, 3, ... ja ''p'' = 1, 2, 3, 4, ... | ||
Moodin ensimmäinen indeksi ''n'' esittää täysiä kenttävoimakkuuden muutosjaksoja täyden poikittaisen kierroksen matkalla. | Moodin ensimmäinen indeksi ''n'' esittää täysiä kenttävoimakkuuden muutosjaksoja | ||
täyden poikittaisen kierroksen matkalla. | |||
Toinen indeksi ''p'' kertoo säteittäisen sähkökentän nollien määrän | Toinen indeksi ''p'' kertoo säteittäisen sähkökentän nollien määrän | ||
ja jos z-akselille tarjotaan nollaa, sitä ei hyväksytä. | ja jos z-akselille tarjotaan nollaa, sitä ei hyväksytä. | ||
Rivi 924: | Rivi 1 045: | ||
joka ilmalle/tyhjölle on käytännössä valonnopeus. | joka ilmalle/tyhjölle on käytännössä valonnopeus. | ||
Etenemismoodit ovat besselin funktion <math>J_n^{\prime}(k_c r) = 0\,</math> juuria (joka on siis besselin funktion derivaatta ja edustaa perättäisiä maksimeja ja minimejä). | Etenemismoodit ovat besselin funktion <math>J_n^{\prime}(k_c r) = 0\,</math> juuria | ||
Merkintä <math>X_{np}^{\prime}\,</math> tarkoittaa <math>J_n</math> funktion derivaatan ''p'':nnettä nollakohtaa ja ollaan kiinnostuneet parametrin <math>k_c r</math> numeerisesta arvosta siinä nollakohdassa. | (joka on siis besselin funktion derivaatta ja edustaa perättäisiä maksimeja ja minimejä). | ||
Merkintä <math>X_{np}^{\prime}\,</math> tarkoittaa <math>J_n</math> funktion derivaatan ''p'':nnettä | |||
nollakohtaa ja ollaan kiinnostuneet parametrin <math>k_c r</math> numeerisesta arvosta siinä | |||
nollakohdassa. | |||
''Cutoff wave number'': | ''Cutoff wave number'': | ||
::<math>k_c = \frac{X_{np}^{\prime}}{r} = \omega_c \sqrt{\mu\epsilon} = \frac{\omega_c}{v_p}</math> | ::<math>k_c = \frac{X_{np}^{\prime}}{r} = \omega_c \sqrt{\mu\epsilon} = \frac{\omega_c}{v_p} </math> | ||
Etenemisvakio on muotoa: | Etenemisvakio on muotoa: | ||
Rivi 935: | Rivi 1 059: | ||
Alarajataajuus: | Alarajataajuus: | ||
::<math>f_c = \frac{X_{np}^{\prime}}{2\pi r\sqrt{\mu\epsilon}} = \frac{X_{np}^{\prime} v_p}{2\pi r} </math> | ::<math>f_c = \frac{X_{np}^{\prime}}{2\pi r\sqrt{\mu\epsilon}} | ||
= \frac{X_{np}^{\prime} v_p}{2\pi r} </math> | |||
sitä vastaava aallonpituus: | sitä vastaava aallonpituus: | ||
::<math>\lambda_c = \frac{2\pi r}{X_{np}^{\prime}}</math> | ::<math>\lambda_c = \frac{2\pi r}{X_{np}^{\prime}}</math> | ||
Rivi 941: | Rivi 1 066: | ||
TE-moodin vaihenopeus: | TE-moodin vaihenopeus: | ||
::<math>v_g = \frac{\omega}{\beta_g} = \frac{v_p}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}} | ::<math>v_g = \frac{\omega}{\beta_g} = \frac{v_p}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}} </math> | ||
Aallonpituus: | Aallonpituus: | ||
Rivi 948: | Rivi 1 073: | ||
Aaltoimpedanssi: | Aaltoimpedanssi: | ||
::<math>Z_g = \frac{\omega\mu}{\beta_g} = \frac{\eta}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}}</math> | ::<math>Z_g = \frac{\omega\mu}{\beta_g} = \frac{\eta}{\sqrt{1 - \left(f_c/f\right)^2}} </math> | ||
missä <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeaineen ominaisimpedanssi. | missä <math>\eta = \sqrt{\mu/\epsilon}</math> on eristeaineen ominaisimpedanssi. | ||
Rivi 956: | Rivi 1 081: | ||
joka ilmalle/tyhjölle on käytännössä valonnopeus. | joka ilmalle/tyhjölle on käytännössä valonnopeus. | ||
Etenemismoodit ovat besselin funktion <math>J_n(k_c r) = 0\,</math> juuria | Etenemismoodit ovat besselin funktion <math>J_n(k_c r) = 0\,</math> juuria ja merkintä | ||
ja merkintä <math>X_{np}</math> tarkoittaa <math>J_n</math> funktio ''p'':nnettä juurta ja ollaan kiinnostuneita nimenomaan parameterin <math>k_c r</math> (tulon) arvosta siinä kohdassa. | <math>X_{np}</math> tarkoittaa <math>J_n</math> funktio ''p'':nnettä juurta ja nyt ollaan | ||
kiinnostuneita nimenomaan parameterin <math>k_c r</math> (tulon) arvosta siinä kohdassa. | |||
''Cutoff wave number'': | ''Cutoff wave number'': | ||
Rivi 979: | Rivi 1 105: | ||
= Tyypit = | = Tyypit = | ||
== Suorakaideputki (rectangular waveguide) == | == Suorakaideputki (rectangular waveguide) == | ||
Suorakaideputkessa sähkökenttä on ''poikittain'' putkessa sen pidempien sivujen | Suorakaideputkessa sähkökenttä on ''poikittain'' putkessa sen pidempien sivujen välillä. | ||
välillä. | Sähkökentän voimakkuus putoaa reunoilla (lyhyet sivut) nollaan ja on keskellä maksimi. | ||
keskellä maksimi. | Jakaumakuvio on sinikäyrä. | ||
Magneettikenttä koostuu silmukoista jotka ovat samansuuntaisia pitkien sivujen | Magneettikenttä koostuu silmukoista jotka ovat samansuuntaisia pitkien sivujen kanssa. | ||
kanssa. | |||
Ilma-/tyhjötäytteiselle suorakaiteen muotoiselle aaltoputkelle | Ilma-/tyhjötäytteiselle suorakaiteen muotoiselle aaltoputkelle tehollinen aallonpituus on: | ||
tehollinen aallonpituus on: | |||
::<math>\lambda_g = \frac{ \lambda }{ \sqrt{ 1 - \left( \lambda / 2 a \right)^2 }}\,</math> | ::<math>\lambda_g = \frac{ \lambda }{ \sqrt{ 1 - \left( \lambda / 2 a \right)^2 }}\,</math> | ||
missä: | missä: | ||
Rivi 996: | Rivi 1 120: | ||
eli se on samansuuntainen ''lyhyiden sivujen'' kanssa. | eli se on samansuuntainen ''lyhyiden sivujen'' kanssa. | ||
Tällaisen putken käyttökelpoinen ylätaajuus on tyypillisesti (korkeampien etenemismoodien välttötarpeesta johtuen) noin 1.4 kertaa alarajataajuus. | Tällaisen putken käyttökelpoinen ylätaajuus on tyypillisesti (korkeampien etenemismoodien | ||
välttötarpeesta johtuen) noin 1.4 kertaa alarajataajuus. | |||
== Pyöreä putki (circular/round waveguide) == | == Pyöreä putki (circular/round waveguide) == | ||
Rivi 1 014: | Rivi 1 139: | ||
Seuraava mutkikkaampi etenemismoodi on '''TM-01''', jolle | Seuraava mutkikkaampi etenemismoodi on '''TM-01''', jolle | ||
<math>\lambda_c = 2.613\ r\,</math>. | <math>\lambda_c = 2.613\ r\,</math>. | ||
Tämä vastaa taajuutta, joka on vain noin 1.3 kertainen | Tämä vastaa taajuutta, joka on vain noin 1.3 kertainen '''TE-11''' alarajataajuuteen, | ||
'''TE-11''' alarajataajuuteen, joten pyöreä putki toimii | joten pyöreä putki toimii havaittavasti kapeammalla taajuusalueella, kuin suorakaideputki. | ||
havaittavasti kapeammalla taajuusalueella, kuin suorakaideputki. | |||
== Harjanneputki (ridged waveguide) == | == Harjanneputki (ridged waveguide) == | ||
Tekemällä suorakaideputken pitkän sivun keskelle pitkittäinen harjanne (joko vain toiseen sivuun, tai molempiin), saadaan tehtyä putki, jossa käyttökelpoinen taajuusalue on huomattavasti laajempi, kuin tavallisessa putkessa. | Tekemällä suorakaideputken pitkän sivun keskelle pitkittäinen harjanne (joko vain | ||
toiseen sivuun, tai molempiin), saadaan tehtyä putki, jossa käyttökelpoinen taajuusalue | |||
on huomattavasti laajempi, kuin tavallisessa putkessa. | |||
Tämä seuraa keskiharjanteen olemassaolon haitasta ylemmille etenemismuodoille. | Tämä seuraa keskiharjanteen olemassaolon haitasta ylemmille etenemismuodoille. | ||
Versio 16. kesäkuuta 2005 kello 00.52
Tämä artikkeli menee syvälle aaltoputkien matematiikassa.
Etenkin jos Maxwell ja osittaisdifferentiaalit ovat
ystäviäsi, astu rohkeasti eteenpäin.
Vaikka ne eivät oliskaan ystäviäsi, tästä pitäisi saada
pohjaymmärrystä siihen, miksi lopputuloksena olevat yhtälöt
ovat sellaisia kuin ovat.
Tiivistettyjä lopputuloksia esitetään "Teoria" nimisessä osassa aaltoputki artikkelissa.
Englanninkielinen termi aaltoputkelle on: waveguide, koska se ohjaa (guide) sähkömagneettista energiaa sisällään.
Yleistä
Sähkömagneettista tehoa voidaan siirtää ontossa johdeputkessa. Kun sähkömagneettista kenttää rajoitetaan tällä tavalla, sen etenemistavat poikkeavat vapaan avaruuden tilanteesta. Johtavat seinämät sallivat sähkömagneettisen kentän olemassaolon vain kun johteen pintaa pitkin ei ole sähkökenttää. Aaltoputken ominaisuudet riippuvat täten sen muodosta ja koosta. Erilaiset epäjatkuvuudet aaltoputkessa muuttavat sen siirtolinjaominaisuuksia ja näitä ominaisuuksia voidaan käyttää tuottamaan induktiivista- tai kapasitiivista reaktanssia.
Sähkö- ja magneettikenttien kuviot ovat erilaisia eri moodeissa ja niille onkin kehitetty vakio nimistö sen mukaan, onko sähkökenttä (E) vai magneettikenttä (M) nolla etenemissuuntaan (putken pituusakseli) (T = Transversal = poikittainen) josta saadaan kolme yhdistelmää: TE, TM, TEM. Aaltoputkissa vain TE ja TM ovat mahdollisia. Näihin lisätään suffiksit (TEmn, TMmn), jotka kertovat että montako kertaa kyseinen kenttä muuttuu annetulla akselilla.
Merkintätapa on, että ensimmäinen numero (m) on suorakaideputken pidemmän sivun (a) suuntaan olevien puoliaaltojen määrän ja toinen (n) on lyhyemmän sivun (b).
Pyöreälle putkelle ensimmäinen numero (m) on putken sisäpinnan ympäri olevien täysien sähkökentän aaltojen määrä (ei puoliaaltojen!) ja toinen (n) on putken lävistäjän läpi olevien puoliaaltojen määrä.
Seuraavaksi kirjoitetaan Maxwellin yhtälöillä suorakulmaisen aaltoputken sisäisten kenttien olemus ensin tavallisessa oikeakätisessä suorakulmaisessa koordinaatistossa, jossa z on putken pituussuuntaan ja positiivinen signaalin etenemissuuntaan.
Pyöreän aaltoputken tarpeisiin tehdään sama harjoitus polaarikoordinaatistolla, jossa z on samoin kuin suorakulmaisella tapauksella.
Pyörittelemällä Maxwellin yhtälöitä ja kieltämällä tapaus: m = n = 0 saadaan sitten...
Suorakaideaaltoputki
Suorakaideaaltoputki on ontto metalliputki, jonka poikkileikkaus on suorakaide. Putken johtavat seinät pitävät sähkömagneettisen kentän sisällään ja näin ohjaavat niitä. Useita erilaisia sähkömagneettisten kenttien konfiguraatioita ('moodeja') voi samanaikaisesti olla olemassa aaltoputkessa.
Kun sähkömagneettisen kentän "aallot" kulkevat pitkin johdetta (putkea), ne heijastelevat edestakaisin seinien välillä. Tästä seuraa, että joko sähkökenttä tai magneettikenttä on etenemissuuntainen, eli se ei enää olekaan poikittainen sähkömagneettinen aalto (Transversal electromagnetic wave - TEM). Oheinen kuva esittää, miten mikä tahansa säännöllinen tasoaalto voidaan häviöttömässä johteessa esittää TE ja TM -aalloiksi.
Kun aallonpituus on se jaettavissa putken pituussuuntaiseen () ja siihen nähden kohtisuoraan ('normaaliin', ) yhtälöinä:
- (eq.1)
missä on heijastuvan aallon heijastuskulma ja on saapuvan signaalin aallonpituus vapaassa väliaineessa (jos putkessa olisi jotain muuta kuin ilmaa/tyhjöä.)
Aaltoputkessa oleva tasoaalto on nähtävissä kahtena komponenttina: ensimmäinen on seisova aalto joka on kohtisuorassa putken heijastavia seiniä kohtaan ja toinen on liikkuva aalto joka kulkee heijastavien seinien kanssa samaan suuntaan. Häivöttömässä aaltoputkessa nämä etenemistila (moodit) voidaan luokitella olemaan joko transverse electric (TE), tai transverse magnetic (TM).
Suorakaideputkissa näitä moodeja kutsutaan nimillä: TEmn ja TMmn, missä m laskee puolia aallonpituuksia sähkö- tai magneettikentän voimakkuuksia x-koordinaatin (yleensä suorakaideputken pidemmän sivun) suuntaan. Samoin n kertoo puolien aallonpituuksien määrän y-koordinaatin (yleensä suorakaideputken lyhyemmän sivun) suuntaan.
Aaltoyhtälöiden ratkaisuja suorakulmaisissa koordinaateissa
Aaltoyhtälöille voidaan tarjota ratkaisut sekä aika- että taajuusdomaineissa. Yksinkertaisuuden vuoksi käsittelemme nyt kuitenkin vain siniaallon vakaan tilan (steady state, tai taajuusdomain!) ratkaisuja oikeakätisessä suorakulmaisessa koordinaatistossa.
Sähköiset ja magneettiset aaltoyhtälöt voidaan esittää taajuusdomainissa seuraavin vektoriyhtälöin:
(eq.2-E) (eq.2-H)
jossa:
- . (eq.3)
Suorakulmaisissa (ja yleensä oikeakätisissä) koordinaateissa lausuttavat E tai H noudattavat kompleksista skalaariaaltoyhtälöä, alias Helmholtzin yhtälöä.
- (eq.4)
Helmholtzin yhtälö suorakulmaisissa koordinaateissa on:
- (eq.5)
Tämä on lineaarinen ja homogeeninen osittaisdifferentiaaliyhtälö kolmessa ulottuvuudessa. Käyttämällä muuttujien erottelua, ratkaisuksi saadaan:
- (eq.6)
missä esim. on funktio pelkän x-koordinaatin suhteen.
Sijoittamalla yhtälö (eq.6) yhtälöön (eq.5) ja jakamalla tulos yhtälöllä (eq.6), saadaan:
- (eq.7)
Koskapa edellisten kolmen termin summa on vakio ja jokainen niistä termeistä on oma itsenäinen riippumaton muuttuja, jokaisen osatermin pitää olla vakion kokoinen.
Olkoot yllä olevat kolme termiä: , osittaisdifferentiaalin erottelu voidaan esittää muodossa:
- (eq.8)
Yleinen ratkaisu kullekin (eq.7) differentiaaliyhtälölle on:
(eq.9-x) (eq.9-y) (eq.9-z)
ja ne ovat käännettävissä muotoon:
(eq.10-x) (eq.10-y) (eq.10-z)
Suorakulmaisissa koordinaateissa Helmholtz yhtälöjen täydet ratkaisut ovat näin ollen:
(eq.11)
Aaltojen eteneminen aaltoputkessa ajatellaan konvention mukaan olevan positiiviseen z-koordinaatin suuntaan. On myöskin huomiolle pantavaa, että aaltoputken etenemisvakio putkessa poikkeaa putkea täyttävän väliaineen etenemisvakiosta (). Olkoot:
- (eq.12)
missä
- (eq.13)
yleensä tämä tunnetaan termillä cutoff wave number.
Häviöttömälle eristeelle/täyteaineelle käytämme sijoitusta ja saamme:
- (eq.14)
Etenemävakiolle aaltoputkissa saamme kolme eri tapausta:
Tapaus 1: Aallon etenemistä ei tapahdu (vaan voimakasta häipymistä) jos ja . Edellä oleva on ns. kriittinen raja alarajataajuudelle ja se voidaan muotoilla:
- (eq.15)
Tapaus 2: Aaltomuoto etenee putkessa, jos ja:
- (eq.16)
Tämä merkitsee, että taajuuden pitää olla alarajan yläpuolella, jotta aaltomuoto etenisi putkessa.
Tapaus 3: Aaltomuoto vaimenee, jos ja:
- (eq.17)
joka kertoo, että operoitaessa taajuudella joka on alarajan alapuolella, aaltomuoto vaimenee eksponentiaalisesti suhteessa tekijään , eikä aaltomuoto etene, koska etenemisvakio on reaaliluku.
Siksi ratkaisuksi Helmholtzin yhtälölle suorakulmaisissa koordinaateissa voidaan muotoilla:
- (eq.18)
TE-muodot suorakulmaisessa aaltoputkessa
Käytämme edelleen oletusta, että aaltomuodot etenevät positiiviseen z-akselin suuntaan oikeakätisessä suorakulmaisessa koordinaatistossa.
TEmn-etenemismuotojen ominaispiirre aaltoputkessa on, että . Toisin sanoen, magneettikentän z-komponentin, , pitää olla olemassa, että energiaa siirtyisi putkessa. Seuraten edellä mainitusta Helmholtzin yhtälöstä:
- (eq.19)
jolle saadaan ratkaisu joka on muotoa:
(eq.20)
jota rajoittavat annetut rajaehdot, missä: ja sijoitettiin yhtälöön. Häivöttömälle eristeelle Maxwellin curl-yhtälöt taajuusdomainissa ovat:
(eq.21-E) (eq.21-H)
suorakulmaisissa koordinaateissa niiden komponentit ovat:
(eq.22-Hx) (eq.22-Hy) (eq.22-Hz) (eq.22-Ex) (eq.22-Ey) (eq.22-Ez)
Sijoittamalla edellisiin yhtälöihin ja , saadaan yksinkertaisemmat yhtälöt:
(eq.23-Hx) (eq.23-Hy) (eq.23-Hz) (eq.23-Ex) (eq.23-Ey) (eq.23-Ez)
Ratkaisemalla näistä kuudesta yhtälöstä muuttujan suhteen ja tekemällä sijoitus , saadaan TE-moodin kenttäyhtälöt suorakulmaisessa aaltoputkessa:
(eq.24-Ex) (eq.24-Ey) (eq.24-Ez) (eq.24-Hx) (eq.24-Hy) (eq.20)(eq.24-Hz)
Differentioimalla yhtälö (eq.24-Hz) x:n ja y:n suhteen ja sitten sijoittamalla tulokset muista (eq.24) ryhmän yhtälöistä siihen, saadaan varsinaiset kenttäyhtälöt.
Rajatilojen määritykset sovitetaan saatuihin uusiin yhtälöihin siten, että joko E-kentän tangentti, tai H-kentän normaali katoaa johteiden pinnoilla. Koska silloin , on kun y = 0 tai b. Siten . Koskapa silloin kun x = 0 tai a. Siten myös .
Noin ylipäätään voidaan vetää johtopäätös, että :n normaalin derivaatan pitää kadota johtavalla pinnalla, eli johteen seinillä:
- (eq.25)
Tästä seuraa, että magneettikenttä positiiviseen z-akselin suuntaan voidaan kirjoittaa muotoon:
- (eq.26)
missä on amplitudivakio.
Sijoittamalla yhtälö (eq.26) ryhmän (eq.24) yhtälöihin, saadaan TEmn kenttäyhtälöt suorakulmaisessa aaltoputkessa:
(eq.27-Ex) (eq.27-Ey) (eq.27-Ez) (eq.27-Hx) (eq.27-Hy) (eq.26)(eq.27-Hz)
edellä m ja n ovat ei-negatiivisia kokonaislukuja, mutta arvo m = n = 0 ei ole sallittu.
Aloitetaan koostamaan muutamia strategisia yhtälöitä:
Apumuuttuja:
- (eq.28)
on signaalin vaihenopeus putken sisäisessä eristemateriaalissa, ilmalle/tyhjölle se on valonnopeus.
Yhtälön (eq.12) mukaan ns. Cutoff wave number on:
(eq.29) (eq.30)
jossa a ja b on metreinä.
Yhtälön (eq.15) mukaan aaltoputken alarajataajuus on:
- (eq.31)
jota vastaava aallonpituus:
- (eq.32)
Huomio: Tämä ei riipu putken täyteaineen ominaisuuksista!
Etenemisvakio (tai tässä vaihevakio) kuten yhtälö (eq.14) sen ilmaisee on lausuttavissa muodossa:
- (eq.33)
Vaihenopeus positiivizeen z-akselin suuntaan:
- (eq.34)
Ominaisaaltoimpedanssi TE-moodeille voidaan lausua yhtälöistä (eq.23-Hx ja eq.23-Hy) johtamalla muotoon:
- (eq.35)
missä: on eristeen ominaisimpedanssi.
Aaltoputken aallonpituus on:
- (eq.36)
missä: on aallonpituus putken sisäeristeessä.
TM-aaltoputkimoodit suorakaideputkelle
TMmn-etenemismuotojen ominaispiirre aaltoputkessa on, että . Toisin sanoen, sähkökentänkentän z-komponentin, , pitää olla olemassa, että energiaa siirtyisi putkessa. Seuraten edellä mainitusta, Helmholtzin yhtälöstä tulee:
- (eq.37)
jolle saadaan ratkaisu joka on muotoa:
(eq.38)
jonka varsinaista ratkaisua varten sitä täytyy rajoittaa rajapintaehdoilla. Tämä on samanlaista, kuin TE-moodien haku.
Rajapintaehto vaatii, että kenttä häviää (nollaan) aaltoputken seinillä, koska sähkökentän tangenttikomponentin () tulee olla nolla johtavalla pinnalla. Näin ollen koska kun , silloin . Samoin -ehto reunoilla 0, b pakottaa: . Näin yhtälö (eq.38) pelkistyy muotoon:
- (eq.39)
missä .
Jos m tai n ovat nollia, kentät vaimenevat nollaan. Siksi suorakulmaisessa putkessa ei ole TM01 tai TM10 -moodeja, jonka vuoksi TE10-moodi on dominoiva suorakulmaisessa putkessa, jonka a > b.
Tapaukselle saadaan kenttäyhtälöt laventamalla :
(eq.40-Hz) (eq.40-Hy) (eq.40-Hx) (eq.40-Ex) (eq.40-Ey) (eq.40-Ez)
Näiden yhtälöiden samanaikainen ratkaisu :n suhteessa muuttujille ja tekemällä sijoitus , saadaan kenttäyhtälöt TM-moodeille:
(eq.41-Ex) (eq.41-Ey) (eq.41-Ez)(eq.39) (eq.41-Hx) (eq.41-Hy) (eq.41-Hz)
Differentoimalla edellä olevat yhtälöt x:n ja y:n suhteen sekä sijoittamalla tulokseen yhtälöiden (eq.41) tulokset saadaan varsinaiset TMmn-moodin kenttäyhtälöt suorakulmaisessa aaltoputkessa muotoon:
(eq.42-Ex) (eq.42-Ey) (eq.42-Ez)(eq.39) (eq.42-Hx) (eq.42-Hy) (eq.42-Hz)
Useimmat TM-moodin ominaisyhtälöistä ovat identtisiä TM-moodin kanssa, mutta pari poikkeustakin on:
Alarajataajuus on kuten TE-moodilla yllä.
Etenemisvakio on kuten TE-moodilla yllä.
Vaihenopeus on kuten TE-moodilla yllä.
Ominaisaaltoimpedanssi TM-moodeille voidaan lausua:
- (eq.43-Zg)
missä: on eristeen ominaisimpedanssi kuten TE-moodilla.
Aaltoputken aallonpituus on kuten TE-moodilla.
Tehon siirto suorakulmaisessa aaltoputkessa
Aaltoputkessa siirrettävä teho ja putken seinämähäviöt voidaan laskea kompleksisessa Poynting teoreemalla. Lähtökohtana pidetään tilannetta, jossa aaltoputki on äärettömän pitkä suhteessa aallonpituuteen ja että se on päätetty ideaaliseen kuormaan siten, ettei päistä tule heijastuksia. Aaltoputkessa siirrettävä teho on lausuttavissa:
- (eq.44)
Häviöttömälle eristeelle saadaan aaltoputken läpi kulkevan tehon aika-keskiarvo lausuttua:
- (eq.45)
missä:
Näin TEmn-moodeille on keskimääräinen suorakaideaaltoputken läpi kulkeva teho:
- (eq.46-TE)
Vastaavasti TMmn-moodeille se on:
- (eq.46-TM)
edellä on eristeaineen ominaisimpedanssi.
Tehohäviö suorakulmaisessa aaltoputkessa
Suorakulmaisessa aaltoputkessa on kahdenlaisia häviöitä:
- eristeaineen häviöt
- putken seinien ohmiset häviöt
Eristeaineen häviöt
Aloitetaan asian tarkastelu putkea täyttävän eristeaineen (tyhjön/ilman) häivöistä. Pienihäviöisen rajattoman eristeaineen (missä ) tasoaallon etenemisvakio voidaan esittää:
- (eq.47)
Näin suorakulmaisen aaltoputken eristeaineen häviöt TEmn ja TMmn-moodeissa ovat:
TE-mode: (eq.48-TE) TM-mode: (eq.48-TM)
Taajuuden f ollessa paljon yli rajataajuuden (), vaimennusvakio lähestyy rajattoman eristeaineen ominaisuuksia (eq.47). Mutta kun taajuus on paljon alle rajataajuuden, vaimennusvakio kasvaa erittäin suureksi ja aaltomuoto ei käytännössä etene.
Aaltoputken seinien tehohäviöt
Seuraavaksi tutkitaan aaltoputken seinissä tapahtuvia tehohäviöitä. Aaltoputkessa etenevien sähkö- ja magneettikenttien intensiteetit voidaan lausua muodossa:
(eq.49-E) (eq.49-H)
missä ja ovat kenttäintensiteetit z-akselilla kohdassa .
On huomionarvoisaa todeta, että pienihäviöisessä putkessa tehovirran aikakeskiarvo pienenee suhteessa tekijään . Näin ollen:
- (eq.50)
Erityisesti kun ja :
- (eq.51)
Lopulta:
- (eq.52)
missä on tehohäviö yksikköpituutta kohti.
koskapa sähkö- ja magneettikentät aaltoputken johdepinnalla vaimenevat eksponentiaalisesti mentäessä syvemmälle seinämän aineeseen, on helpompi määritellä aaltoputken pinnan ominaisvastus:
- (eq.53)
missä (rho) seinämän materiaalin ominaisvastus ohmi-metriä, (sigma) johtavuus siemensseinä, (delta) tunkeumasyvyys metreinä.
Tehohäviö per pituusmittayksikkö saadaan integroimalla pituusmittayksikön matkalla johteen pinnan tehotiheys:
- W/yksikköpituus (eq.54)
missä on johteen seinällä olevan magneettikentän intensiteetin tangenttikomponentti. Sijoittamalla yhtälöt (eq.45) ja (eq.54) yhtälöön (eq.52) saadaan:
- (eq.55)
missä:
- (eq.56)
- (eq.57)
Pyöreä aaltoputki
Pyöreä aaltoputki on poikkileikkauksen muotoaan lukuunottamatta kuten suorakaideputki ja se kykenee kuljettamaan sisällään sähkömagneettista tasoaaltoa.
Muunkinlaiset poikkileikkauksen geometriat kykenevät kuljettamaan sähkömagneettista energiaa, esim. elliptiset putket.
Aaltoyhtälöt sylinterikoordinaateissa
Aivan kuten edellä suorakaideputkille, tässäkin pitäydytään vain siniaaltojen pysyvän olotilan ( = taajuusdomainin ) ratkaisujen etsintään.
Käytettävä koordinaattijärjestelmä:
- (fii): x-y -tason origon ympäri x-akselista laskettava kulma
- r: Etäisyys z-akselista
- a: aaltoputken sisäpinnan säde
- z: z-koordinaatti, l. etäisyys x-y-tasosta.
Skalaarimuotoinen Helmholtz-yhtälö sylinterikoordinaateissa saa muodon:
- (eq.58)
Käyttäen muuttujien erottelua tämä saadaan muotoon:
- (eq.59)
missä:
- = r-koordinaatin funktio
- = -koordinaatin funktio
- = z-koordinaatin funktio
Sijoittamalla yhtälö (eq.59) yhtälöön (eq.58) ja jakamalla tulos yhtälöllä (eq.59), saadaan:
- (eq.60)
Koskapa kolmen riippumattoman termin summa on vakio, jokaisen kolmesta termistä pitää olla vakio. Asetetaan nyt kolmas termi vakioksi :
- (eq.61)
Yhtälön ratkaisu on muotoa:
- (eq.62)
missä on aallon etenemisvakio aaltoputkessa.
Sijoittamalla kolmanneksi termiksi yhtälön (eq.60) vasemmalle puolelle ja kertomalla saatu yhtälö :lla, saadaan:
- (eq.63)
Tuon toinen termi on pelkästään :n suhteen oleva funktio, joten sijoittamalla sen paikalle vakio: , saadaan:
- (eq.64)
Tälle yhtälölle löytyy ratkaisuksi myös harmoninen funktio:
- (eq.65)
Korvaamalla yhtälön (eq.63) termi termillä ja kertomalla tulos :llä, saadaan:
- (eq.66)
tämä on n-kertaluvun Besselin-funktio, missä:
- (eq.67)
joka tunnetaan Besselin funktion ominaisyhtälönä. Häviöttömälle aaltoputkelle tämä ominaisyhtälö sieventyy muotoon:
- (eq.68)
Tämän Besselin yhtälön ratkaisut ovat:
- (eq.69)
missä on n:nnen kertaluokan ensimmäisen tyypin Besselin funktio joka kuvaa putken sisällä seisovaa aaltoa r:n arvoilla nollasta a:han. Samaan tapaan on n:nen kertaluvin toisen tyypin Besselin funktio joka kuvaa seisovaa aaltoa: r:n ollessa a:ta suurempi.
Näin saamme Helmholtzin yhtälön ratkaisuksi sylinterikoordinaateissa:
- (eq.70)
Kuitenkin kun , on ja funktio lähestyy ääretöntä ja siksi . Tästä kaikesta seuraa, että z-akselilla kentän täytyy olla äärellinen.
Tekemällä lisää trigonometrista jumppaa, saamme (eq.70):n sin/cos termeistä:
(eq.71)
josta edelleen Helmholtzin yhtälö pelkistyy:
- (eq.72)
TE-aaltoputkimoodit pyöreälle putkelle
Katsotaan tilannetta, jossa aalto etenee putkessa positiiviseen z-akselin suuntaan edellä esitellyin koordinaatein.
Pyöreän aaltoputken TEnp-moodeille tunnusomaista on, että Tämä tarkoittaa, että magneettikentän z-komponentin pitää olla olemassa jotta putkessa esiintyy energian siirtoa. Helmholtzin yhtälö :lle sylinterimäisessä putkessa on lausuttavissa:
- (eq.73)
sen ratkaisu on yhtälön (eq.72) mukaan:
- (eq.74)
joihin vaikuttavat vielä reunaehdot..
Häviöttömälle eristeaineelle (tyhjölle), Maxwellin curl-yhtälöt taajuus-domainissa ovat:
(eq.75-H) (eq.75-E)
Sylinterikoordinaateissa näiden komponenttiesitys on:
(eq.76-Hr) (eq.76-Hp) (eq.76-Hz) (eq.76-Er) (eq.76-Ep) (eq.76-Ez)
Kun differentiaatio korvataan ja sähkökentän z-komponentti nollalla, sekä tehdään sijoitus , saadaan TE-moodin yhtälöt pyöreässä aaltoputkessa :n suhteen lausuttuna:
(eq.77-Er) (eq.77-Ep) (eq.77-Ez) (eq.77-Hr) (eq.77-Hp) (eq.77-Hz)
Aaltoputkessa yhtälöiden ratkaisuissa putken sisäpinnalla pitää sähkökentän komponentin kadota, tai että magneettikentän r-komponentin pitää kadota. Näinollen:
kun kun
Tämä ehto voidaan lausua myös yhtälön (eq.74) tapaan muodossa:
- (eq.78)
ja siinä nimenomaan:
- (eq.79)
missä on :n derivaatta.
Koskapa on oskilloiva funktio, myös on oskilloiva. Tästä seuraa, että on olemassa ääretön määrä arvoja, jotka toteuttavat yhtälön (eq.78) ehdon. Nämä pisteet ovat paikallisia maksimeja ja minimejä Besselin funktiolla.
p:nnes nolla TEnp moodeille:
-------------------------------------------------------
p n= 0 1 2 3 4 5
-------------------------------------------------------
1 3.832 1.841 3.054 4.201 5.317 6.416
2 7.016 5.331 6.706 8.015 9.282 10.520
3 10.173 8.536 9.969 11.346 12.682 13.987
4 13.324 11.706 13.190
-------------------------------------------------------
Kirjoittamalla :n arvot muotoon:
- (eq.80)
Sijoittamalla yhtälö (eq.74) yhtälöihin (eq.77), sekä käyttämällä ekvivalenttiutta: saamme:
(eq.81-Er) (eq.81-Ep) (eq.81-Ez) (eq.81-Hr) (eq.81-Hp) (eq.81-Hz)
edellä n = 0, 1, 2, 3, ... ja p = 1, 2, 3, 4, ...
Moodin ensimmäinen indeksi n esittää täysiä kenttävoimakkuuden muutosjaksoja täyden poikittaisen kierroksen matkalla. Toinen indeksi p kertoo säteittäisen sähkökentän nollien määrän ja jos z-akselille tarjotaan nollaa, sitä ei hyväksytä.
---------------- TODO ---------------------
Vaihenopeus putken sisällä olevassa eristeaineessa:
joka ilmalle/tyhjölle on käytännössä valonnopeus.
Etenemismoodit ovat besselin funktion juuria (joka on siis besselin funktion derivaatta ja edustaa perättäisiä maksimeja ja minimejä). Merkintä tarkoittaa funktion derivaatan p:nnettä nollakohtaa ja ollaan kiinnostuneet parametrin numeerisesta arvosta siinä nollakohdassa.
Cutoff wave number:
Etenemisvakio on muotoa:
Alarajataajuus:
sitä vastaava aallonpituus:
Huomio: Tämä ei riipu putken täyteaineen ominaisuuksista!
TE-moodin vaihenopeus:
Aallonpituus:
jossa on aallonpituus täytteenä olevassa eristeaineessa.
Aaltoimpedanssi:
missä on eristeaineen ominaisimpedanssi.
TM-aaltoputkimoodi pyöreälle putkelle
Vaihenopeus putken sisällä olevassa eristeaineessa:
joka ilmalle/tyhjölle on käytännössä valonnopeus.
Etenemismoodit ovat besselin funktion juuria ja merkintä tarkoittaa funktio p:nnettä juurta ja nyt ollaan kiinnostuneita nimenomaan parameterin (tulon) arvosta siinä kohdassa.
Cutoff wave number:
Etenemisvakio on muotoa:
Alarajataajuus:
sitä vastaava aallonpituus:
Huomio: Tämä ei riipu putken täyteaineen ominaisuuksista!
TM-moodin vaihenopeus on sama yhtälö, kuin TE-moodilla.
Aallonpituus on sama yhtälö, kuin TE-moodilla.
Aaltoimpedanssi on sama yhtälö, kuin TE-moodilla.
Tyypit
Suorakaideputki (rectangular waveguide)
Suorakaideputkessa sähkökenttä on poikittain putkessa sen pidempien sivujen välillä. Sähkökentän voimakkuus putoaa reunoilla (lyhyet sivut) nollaan ja on keskellä maksimi. Jakaumakuvio on sinikäyrä. Magneettikenttä koostuu silmukoista jotka ovat samansuuntaisia pitkien sivujen kanssa.
Ilma-/tyhjötäytteiselle suorakaiteen muotoiselle aaltoputkelle tehollinen aallonpituus on:
missä:
- on aallonpituus tyhjössä
- a on isompi sisämitoista ("pitkän sivun" mitta)
Suorakaideputkella signaalin polarisaatio on samansuuntainen sähkökentän kanssa, eli se on samansuuntainen lyhyiden sivujen kanssa.
Tällaisen putken käyttökelpoinen ylätaajuus on tyypillisesti (korkeampien etenemismoodien välttötarpeesta johtuen) noin 1.4 kertaa alarajataajuus.
Pyöreä putki (circular/round waveguide)
Pyöreässä aaltoputkessa voidaan kuljettaa energiaa, mutta se ei pakota signaalille mitään polarisaatiota. Tästä voi toisaalta olla etuakin, kun halutaan tuottaa/kuljettaa pyörivää polarisaatiota.
Pyöreän aaltoputken ensisijainen etenemismoodi on ns. TE-11 ja sen raja-aallonpituus voidaan määrittää olevan:
missä:
- r on putken sisäsäde.
Pyöreän aaltoputken aallonpituus voidaan näin lausua olevan:
Seuraava mutkikkaampi etenemismoodi on TM-01, jolle . Tämä vastaa taajuutta, joka on vain noin 1.3 kertainen TE-11 alarajataajuuteen, joten pyöreä putki toimii havaittavasti kapeammalla taajuusalueella, kuin suorakaideputki.
Harjanneputki (ridged waveguide)
Tekemällä suorakaideputken pitkän sivun keskelle pitkittäinen harjanne (joko vain toiseen sivuun, tai molempiin), saadaan tehtyä putki, jossa käyttökelpoinen taajuusalue on huomattavasti laajempi, kuin tavallisessa putkessa. Tämä seuraa keskiharjanteen olemassaolon haitasta ylemmille etenemismuodoille.
Tyypillisesti käyttökelpoinen ylätaajuus voi olla 2.0-2.5 kertainen alarajaan nähden.
Koska harjanneputkessa sähkökenttä on harjanteiden välillä lyhimmillään, myös läpilyönti voi tapahtua pienemmällä jännitteellä kuin harjanteettomassa tavallisessa suorakaideputkessa. Näin harjanneputken maksimi tehokesto on pienempi, kuin suorakaideputkella.