(第二章)窄带天线PPT课件
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sin
(2―1―9)
该 函 数 在 θ=90° 处 具 有 最 大 值 （ 为 1 ） , 而 在 θ=0° 与 θ=180°处为零, 相应的方向图如图 2-1-3 所示。 将上式代入 式（2 -1 -8）得半波振子的辐射电阻为
天线 与电波传播
RΣ=73.1 (Ω)
(2―1―10)
将F(θ)代入式（1-4-6）得半波振子的方向函数:
pL 0a12I2(Z)R1dz
对称振子的辐射功率为
p
1 2
Im2 R
因为PL就是PΣ, 即PL=PΣ, 故有
(2―1―17) (2―1―18)
天线 与电波传播
0h1 2I2(z)R1dz1 2Im 2RZ
对称振子的沿线电流分布为
I(Z)Imsin 2(hz)
将上式代入式（8 -1 -19）得
800
2
3
600
4
400
200
0 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 0.65 h/
Xin/ 500
400
300
1
200
2
100
3
0
－100
4
－200
－300
－400 －500
0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 0.65 h/
因而相移常数为
1.04k1.042 将以上RΣ、 z 0 及β一并代入输入阻抗公式， 即
天线 与电波传播
zinsiR2nhjz0coth
s2 i(1 .n 0 6 4 2 5 0 .2) 4 j4.5 c4 1 o .0t 4 2 ( 0 .2)4
6.j1.1()
天线 与电波传播
2.1.2 直立振子天线与水平振子天线
,
这是R一in个z高02阻/R抗 , 且输入阻抗随频率变化剧烈, 频率特性不好。
按式（2 -1 -15）计算对称振子的输入阻抗很繁琐, 对于半 波振子, 在工程上可按下式作近似计算:
天线 与电波传播
ZinsiR2nhjzcosh
[例 2 -1］设对称振子的长度为2h=1.2 (m), 半径a=10 ( mm), 工作频率为f=120 (MHz), 试近似计算其输入阻抗。
式中, λ和λa分别为n1自由k 空间a和对称振子上的(2―波1长―。23)
造成上述波长缩短现象的主要原因有:
① 对称振子辐射引起振子电流衰减, 使振子电流相速减小, 相移常数β大于自由空间的波数k, 致使波长缩短;
天线 与电波传播
n1
1.3
h a
＝
10
1.2
h a
＝
20
h a
＝
40
h a
＝
60
1.1
令对称振子沿z轴放置（图 2-1-1）,其上的电流分 布可表示为
I(z)=Imsinβ(h-|z|)
(2－1－ 1)
天线 与电波传播
I I
～
～
I ～
(a)
(b)
(c)
图 2-1-2 开路传输线与对称振子
天线 与电波传播
2
式中, 流元段dz,
β为相移常数, β=k= 则它对远区场的贡献为
0
c 在距中心点为z处取电
1.0 0
0.2
0.4
0.6
h/
图 2-1- 6 n1=β/k与h/λ的关系曲线
天线 与电波传播
② 由于振子导体有一定半径, 末端分布电容增大（称为末 端效应）, 末端电流实际不为零, 这等效于振子长度增加, 因而 造成波长缩短。振子导体越粗, 末端效应越显著, 波长缩短越 严重。
图 2-1 -7 是按式（2 -1 -15）
**表示2h/＝ 2
图 2-1-3 对称振子天线的归一化E面方向图
天线 与电波传播
根据第一章的结论, 对称振子的辐射功率为
pr224 E 0 m ax2
2
0
F()2sindd
0
2r2 4 6 0r2 2 0 Im 2 0 20 F()2sid nd(2―1―6)
化简后得
p15Im 20 2
振子的输入阻抗都为纯电阻。 但在串联谐振点（即h=λ/4n1）
附近, 输入电阻随频率变化平缓, 且Rin=RΣ=73.1 Ω。 这就是说, 当h=λ/4n1 时, 对称振子的输入阻抗是一个不大的纯电阻, 且具 有较好的频率特性, 也有利于同馈线的匹配, 这是半波振子被
广泛采用的一个重要原因。而在并联谐振点附近,
振子的输入电阻Rin和输入电抗Xin
称振子的平均特性阻抗 z 0 。
MATLAB 画出的对称 曲线, 曲线的参变量是对
由图 2-1 - 7 可以得到下列结论:
① 对称振子的平均特性阻抗 z 0 越低, Rin和Xin随频率
的变化越平缓, 其频率特性越好。
天线 与电波传播
Rin/ 1200
1
1000
h
2
h
z
z
z
z＝0
图 2-1-5 对称振子特性阻抗的计算
天线 与电波传播
z0(z)
120ln2z a
式中, a为对称振子的半径。
(2―1―13)
将Z0(z)沿z轴取平均值即得对称振子的平均特性阻抗 z 0 :
z0h 1hz0(z)d z1(2l2 0 a n h1 ) () (2―1―14)
式中, 2δ为对称振子馈电端的间隙。
1)
由传输线理论知, 均匀双导线传输线的特性阻抗沿线不变,
z 120ln D a
(2―1―12)
式中, D为两导线间距；a为导线半径。
而 对 称 振 子 两 臂 上 对 应 元 之 间 的 距 离 是 可 调 的 （ 如 图 85）, 设对应元之间的距离为2z, 则对称振子在z处的特性阻抗为
天线 与电波传播
式中, Z0为有耗线的特性阻抗, 以式（2 -1 -14）的0来计 算; α和β分别为对称振子上等效衰减常数和相移常数。
(1) 对称振子上的等效衰减常数α
由传输线的理论知, 有耗传输线的衰减常数α为
a R1 2Z0
(2―1―16)
天线 与电波传播
式中, R1为传输线的单位长度电阻。
对于对称振子而言, 损耗是由辐射造成的, 所以对称振子的 单位长度电阻即是其单位长度的辐射电阻, 记为RΣ1, 根据沿线 的电流分布I(z), 可求出整个对称振子的等效损耗功率为
F()2sindd
0
(2―1―7)
同样，还可得对称振子的辐射电阻为
R30 0 2
F()2sin dd
0
(2―1―8)
图 2-1-4 给出了对称振子的辐射电阻RΣ随其臂的电长度h/λ 的变化曲线。
天线 与电波传播
R∑/ 300 250 200 150 100 50
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1 h/
的归一化E面方向图, 其中
2 h 1和 2 h 的1 对称振子分别
为半波对称振子和全波对称振子 , 最2 常用的 是半波对称振子。
由方向图可见, 当电长度趋近于3/2时, 天线的最大辐射方向将
偏离90°, 而当电长度趋近于2时,在θ=90°平面内就没有辐射
了。
由于|F(θ)|不依赖于φ, 所以H面的方向图为圆。Leabharlann R11 2 R
sin 4
4 h
h
h
(2―1―19) (2―1―20) (2―1―21)
天线 与电波传播
用式（2 -1 -14）中的0和上式中的RΣ1分别取代式（2 -1 16）中的Z0和R1, 即可得出对称振子上的等效衰减常数α。
(2） 对称振子的相移常数β
由传输线理论可知, 有耗传输线的相移常数β为
天线 与电波传播
1 2 0°
90° 1 6 0°
1 5 0°
3 0°
180°
0°
2 1 0°
3 3 0°
240°
270°
300°
……表示2h/＝
1 2
**表示2h/＝ 1
1 2 0° 1 5 0°
90° 1
60°
3 0°
180°
0°
210°
330°
2 4 0°
270°
3 0 0°
……表示2h/＝
3 2
dE j60 siI n m sin (hz)e rjr (2d －1―z2)
选取振子的中心与球坐标系的原点重合, 上式中的r′与从原点 算起的r稍有不同。
在远区 , 由于rh, 参照图 2-1-1, 则r′与r的关系为
r′=(r2+z2-2rzcosθ)1/2≈r-zcosθ
(2―1―3)
天线 与电波传播
天线 与电波传播
第2章 窄带天线
2－1 双极天线
2.1.1 对称振子天线 对称振子的结构如图2―1―1所示,它由两段同样
粗细和相等长度的直导线构成,在中间两个端点之间进 行馈电,且以中间馈电点为中心而左右对称的。由于它 结构简单,所以被广泛用于无线电通信,雷达等各种无线 电设备中,也可作为电视接收机最简单的天线设备。它 既可作为最简单的天线使用,也可作为复杂天线阵的单 元或面天线的馈源。
天线 与电波传播
z
h dz z
r′
r
Im h
图 2―1 ―1
图 2-1-1 对称振子
天线 与电波传播
一、对称振子的辐射场
工程上计算对称振子的辐射场的近似方法是:把对 称振子看成是终端开路的传输线两臂向外张开的结果 (如图2-1-2),并假设其上的电流分布仍和张开前一样,然 后将振子分成许多小段,每一小段上的电流在某个瞬间 可认为各处相同,即把每个小段看作一个元电辐射体,于 是空间任一点的场强是许多元电辐射体在该点产生场 强的叠加。
D=1.64
(2 -1 -11)
方向图的主瓣宽度等于方程:
cos(cos) F() 2
1
0°＜θ＜180°的两个解之间的夹角
sin
2
由此可得其主瓣宽度为78°。 因而, 半波振子的方向性 比电基本振子的方向性（方向系数1.5, 主瓣宽度为90°） 稍强一些。
天线 与电波传播
2.
前面讲过对称振子天线可看作是由开路传输线张开180° 后构成。 因此可借助传输线的阻抗公式来计算对称振子的输 入阻抗, 但必须作如下两点修正。
可见, z 0 随h/a变化而变化, 在h一定时, a越大, 则 z 0 越小。
2)
双线传输线几乎没有辐射, 而对称振子是一种辐射器, 它相 当于具有损耗的传输线。 根据传输线理论, 长度为h的有耗线 的输入阻抗为
天线 与电波传播
zinz0sc2 h2 a ha h h a cso2 i2 n shhjz0 a cs2 ha 2 ha h h cso2 i2 n shh (2―1―15)
2
1[1 2
1(2R1L1)2]
(2―1―22)
式中, R1和L1分别是对称振子单位长度的电阻和电感。 导 线半径a越大, L1越小, 相移常数和自由空间的波数k=2π/λ相差 就越大, 令n1=β/k, 由于一般情况下L1的计算非常复杂, 因此n1 通常由实验确定。
天线 与电波传播
在不同的h/a值情况下, n1=β/k与h/λ的关系曲线如图2-1-6 所示。式（2 - 1 -22）和图 2-1-6都表明, 对称振子上的相移常 数β大于自由空间的波数k, 亦即对称振子上的波长短于自由空 间波长, 这是一种波长缩短现象, 故称n1为波长缩短系数。
式（2 -1 -3）代入式（2 -1 -2）, 同时令 1 1 , 则对称振
子天线的辐射场为
r r
E jIm 60 e r jrsin h h si(n h z)e jzc o d s z
jIm 60 e jr2 sih n si(h n z )co zc so ( )dsz
图 2-1- 7 对称振子的输入阻抗与h/λ的关系曲线
天线 与电波传播
所以欲展宽对称振子的工作频带, 常常采用加粗振子直径
的办法。如短波波段使用的笼形振子天线就是基于这一原理。
② h/λ≈0.25时, 对称振子处于串联谐振状态, 而h/λ≈0.5时, 对称
振子处于并联谐振状态, 无论是串联谐振还是并联谐振, 对称
r
0
j 60ImejrF()
r
(2―1―4)
式中,
F()coh sc(so i)nscohs (2―1―5)
天线 与电波传播
|F(θ)|是对称振子的E面方向函数, 它描述了归一化远区场
|Eθ|随θ角的变化情况。 图 2-1-3 分别画出了四种不同电长度
（相对于工作波长的长度）:
2h
1 2
,1,
23和2的对称振子天线
图 2-1-4 对称振子的辐射电阻与h/λ的关系曲线
天线 与电波传播
1.
半波振子广泛地应用于短波和超短波波段, 它既可作为独 立天线使用, 也可作为天线阵的阵元。 在微波波段, 还可用作 抛物面天线的馈源。
将βh=2πh/λ=π/2代入式（2 -1 -5）即得半波振子的E面方
向图函数为
cos( cos) F() 2
解: 对称振子的工作波长为
cf 1321010806 2.5(m)
所以
h 0.6 0.24
2.5
天线 与电波传播
查图 2-1- 4 得
RΣ=65(Ω) 由式(2 -1 -14)得对称振子的平均特性阻抗为
z01
2 (l0 2 nh1)45 .5( 4) a
由h/a=60查图 2-1 - 6 得
n1=1.04
(2―1―9)
该 函 数 在 θ=90° 处 具 有 最 大 值 （ 为 1 ） , 而 在 θ=0° 与 θ=180°处为零, 相应的方向图如图 2-1-3 所示。 将上式代入 式（2 -1 -8）得半波振子的辐射电阻为
天线 与电波传播
RΣ=73.1 (Ω)
(2―1―10)
将F(θ)代入式（1-4-6）得半波振子的方向函数:
pL 0a12I2(Z)R1dz
对称振子的辐射功率为
p
1 2
Im2 R
因为PL就是PΣ, 即PL=PΣ, 故有
(2―1―17) (2―1―18)
天线 与电波传播
0h1 2I2(z)R1dz1 2Im 2RZ
对称振子的沿线电流分布为
I(Z)Imsin 2(hz)
将上式代入式（8 -1 -19）得
800
2
3
600
4
400
200
0 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 0.65 h/
Xin/ 500
400
300
1
200
2
100
3
0
－100
4
－200
－300
－400 －500
0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 0.65 h/
因而相移常数为
1.04k1.042 将以上RΣ、 z 0 及β一并代入输入阻抗公式， 即
天线 与电波传播
zinsiR2nhjz0coth
s2 i(1 .n 0 6 4 2 5 0 .2) 4 j4.5 c4 1 o .0t 4 2 ( 0 .2)4
6.j1.1()
天线 与电波传播
2.1.2 直立振子天线与水平振子天线
,
这是R一in个z高02阻/R抗 , 且输入阻抗随频率变化剧烈, 频率特性不好。
按式（2 -1 -15）计算对称振子的输入阻抗很繁琐, 对于半 波振子, 在工程上可按下式作近似计算:
天线 与电波传播
ZinsiR2nhjzcosh
[例 2 -1］设对称振子的长度为2h=1.2 (m), 半径a=10 ( mm), 工作频率为f=120 (MHz), 试近似计算其输入阻抗。
式中, λ和λa分别为n1自由k 空间a和对称振子上的(2―波1长―。23)
造成上述波长缩短现象的主要原因有:
① 对称振子辐射引起振子电流衰减, 使振子电流相速减小, 相移常数β大于自由空间的波数k, 致使波长缩短;
天线 与电波传播
n1
1.3
h a
＝
10
1.2
h a
＝
20
h a
＝
40
h a
＝
60
1.1
令对称振子沿z轴放置（图 2-1-1）,其上的电流分 布可表示为
I(z)=Imsinβ(h-|z|)
(2－1－ 1)
天线 与电波传播
I I
～
～
I ～
(a)
(b)
(c)
图 2-1-2 开路传输线与对称振子
天线 与电波传播
2
式中, 流元段dz,
β为相移常数, β=k= 则它对远区场的贡献为
0
c 在距中心点为z处取电
1.0 0
0.2
0.4
0.6
h/
图 2-1- 6 n1=β/k与h/λ的关系曲线
天线 与电波传播
② 由于振子导体有一定半径, 末端分布电容增大（称为末 端效应）, 末端电流实际不为零, 这等效于振子长度增加, 因而 造成波长缩短。振子导体越粗, 末端效应越显著, 波长缩短越 严重。
图 2-1 -7 是按式（2 -1 -15）
**表示2h/＝ 2
图 2-1-3 对称振子天线的归一化E面方向图
天线 与电波传播
根据第一章的结论, 对称振子的辐射功率为
pr224 E 0 m ax2
2
0
F()2sindd
0
2r2 4 6 0r2 2 0 Im 2 0 20 F()2sid nd(2―1―6)
化简后得
p15Im 20 2
振子的输入阻抗都为纯电阻。 但在串联谐振点（即h=λ/4n1）
附近, 输入电阻随频率变化平缓, 且Rin=RΣ=73.1 Ω。 这就是说, 当h=λ/4n1 时, 对称振子的输入阻抗是一个不大的纯电阻, 且具 有较好的频率特性, 也有利于同馈线的匹配, 这是半波振子被
广泛采用的一个重要原因。而在并联谐振点附近,
振子的输入电阻Rin和输入电抗Xin
称振子的平均特性阻抗 z 0 。
MATLAB 画出的对称 曲线, 曲线的参变量是对
由图 2-1 - 7 可以得到下列结论:
① 对称振子的平均特性阻抗 z 0 越低, Rin和Xin随频率
的变化越平缓, 其频率特性越好。
天线 与电波传播
Rin/ 1200
1
1000
h
2
h
z
z
z
z＝0
图 2-1-5 对称振子特性阻抗的计算
天线 与电波传播
z0(z)
120ln2z a
式中, a为对称振子的半径。
(2―1―13)
将Z0(z)沿z轴取平均值即得对称振子的平均特性阻抗 z 0 :
z0h 1hz0(z)d z1(2l2 0 a n h1 ) () (2―1―14)
式中, 2δ为对称振子馈电端的间隙。
1)
由传输线理论知, 均匀双导线传输线的特性阻抗沿线不变,
z 120ln D a
(2―1―12)
式中, D为两导线间距；a为导线半径。
而 对 称 振 子 两 臂 上 对 应 元 之 间 的 距 离 是 可 调 的 （ 如 图 85）, 设对应元之间的距离为2z, 则对称振子在z处的特性阻抗为
天线 与电波传播
式中, Z0为有耗线的特性阻抗, 以式（2 -1 -14）的0来计 算; α和β分别为对称振子上等效衰减常数和相移常数。
(1) 对称振子上的等效衰减常数α
由传输线的理论知, 有耗传输线的衰减常数α为
a R1 2Z0
(2―1―16)
天线 与电波传播
式中, R1为传输线的单位长度电阻。
对于对称振子而言, 损耗是由辐射造成的, 所以对称振子的 单位长度电阻即是其单位长度的辐射电阻, 记为RΣ1, 根据沿线 的电流分布I(z), 可求出整个对称振子的等效损耗功率为
F()2sindd
0
(2―1―7)
同样，还可得对称振子的辐射电阻为
R30 0 2
F()2sin dd
0
(2―1―8)
图 2-1-4 给出了对称振子的辐射电阻RΣ随其臂的电长度h/λ 的变化曲线。
天线 与电波传播
R∑/ 300 250 200 150 100 50
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1 h/
的归一化E面方向图, 其中
2 h 1和 2 h 的1 对称振子分别
为半波对称振子和全波对称振子 , 最2 常用的 是半波对称振子。
由方向图可见, 当电长度趋近于3/2时, 天线的最大辐射方向将
偏离90°, 而当电长度趋近于2时,在θ=90°平面内就没有辐射
了。
由于|F(θ)|不依赖于φ, 所以H面的方向图为圆。Leabharlann R11 2 R
sin 4
4 h
h
h
(2―1―19) (2―1―20) (2―1―21)
天线 与电波传播
用式（2 -1 -14）中的0和上式中的RΣ1分别取代式（2 -1 16）中的Z0和R1, 即可得出对称振子上的等效衰减常数α。
(2） 对称振子的相移常数β
由传输线理论可知, 有耗传输线的相移常数β为
天线 与电波传播
1 2 0°
90° 1 6 0°
1 5 0°
3 0°
180°
0°
2 1 0°
3 3 0°
240°
270°
300°
……表示2h/＝
1 2
**表示2h/＝ 1
1 2 0° 1 5 0°
90° 1
60°
3 0°
180°
0°
210°
330°
2 4 0°
270°
3 0 0°
……表示2h/＝
3 2
dE j60 siI n m sin (hz)e rjr (2d －1―z2)
选取振子的中心与球坐标系的原点重合, 上式中的r′与从原点 算起的r稍有不同。
在远区 , 由于rh, 参照图 2-1-1, 则r′与r的关系为
r′=(r2+z2-2rzcosθ)1/2≈r-zcosθ
(2―1―3)
天线 与电波传播
天线 与电波传播
第2章 窄带天线
2－1 双极天线
2.1.1 对称振子天线 对称振子的结构如图2―1―1所示,它由两段同样
粗细和相等长度的直导线构成,在中间两个端点之间进 行馈电,且以中间馈电点为中心而左右对称的。由于它 结构简单,所以被广泛用于无线电通信,雷达等各种无线 电设备中,也可作为电视接收机最简单的天线设备。它 既可作为最简单的天线使用,也可作为复杂天线阵的单 元或面天线的馈源。
天线 与电波传播
z
h dz z
r′
r
Im h
图 2―1 ―1
图 2-1-1 对称振子
天线 与电波传播
一、对称振子的辐射场
工程上计算对称振子的辐射场的近似方法是:把对 称振子看成是终端开路的传输线两臂向外张开的结果 (如图2-1-2),并假设其上的电流分布仍和张开前一样,然 后将振子分成许多小段,每一小段上的电流在某个瞬间 可认为各处相同,即把每个小段看作一个元电辐射体,于 是空间任一点的场强是许多元电辐射体在该点产生场 强的叠加。
D=1.64
(2 -1 -11)
方向图的主瓣宽度等于方程:
cos(cos) F() 2
1
0°＜θ＜180°的两个解之间的夹角
sin
2
由此可得其主瓣宽度为78°。 因而, 半波振子的方向性 比电基本振子的方向性（方向系数1.5, 主瓣宽度为90°） 稍强一些。
天线 与电波传播
2.
前面讲过对称振子天线可看作是由开路传输线张开180° 后构成。 因此可借助传输线的阻抗公式来计算对称振子的输 入阻抗, 但必须作如下两点修正。
可见, z 0 随h/a变化而变化, 在h一定时, a越大, 则 z 0 越小。
2)
双线传输线几乎没有辐射, 而对称振子是一种辐射器, 它相 当于具有损耗的传输线。 根据传输线理论, 长度为h的有耗线 的输入阻抗为
天线 与电波传播
zinz0sc2 h2 a ha h h a cso2 i2 n shhjz0 a cs2 ha 2 ha h h cso2 i2 n shh (2―1―15)
2
1[1 2
1(2R1L1)2]
(2―1―22)
式中, R1和L1分别是对称振子单位长度的电阻和电感。 导 线半径a越大, L1越小, 相移常数和自由空间的波数k=2π/λ相差 就越大, 令n1=β/k, 由于一般情况下L1的计算非常复杂, 因此n1 通常由实验确定。
天线 与电波传播
在不同的h/a值情况下, n1=β/k与h/λ的关系曲线如图2-1-6 所示。式（2 - 1 -22）和图 2-1-6都表明, 对称振子上的相移常 数β大于自由空间的波数k, 亦即对称振子上的波长短于自由空 间波长, 这是一种波长缩短现象, 故称n1为波长缩短系数。
式（2 -1 -3）代入式（2 -1 -2）, 同时令 1 1 , 则对称振
子天线的辐射场为
r r
E jIm 60 e r jrsin h h si(n h z)e jzc o d s z
jIm 60 e jr2 sih n si(h n z )co zc so ( )dsz
图 2-1- 7 对称振子的输入阻抗与h/λ的关系曲线
天线 与电波传播
所以欲展宽对称振子的工作频带, 常常采用加粗振子直径
的办法。如短波波段使用的笼形振子天线就是基于这一原理。
② h/λ≈0.25时, 对称振子处于串联谐振状态, 而h/λ≈0.5时, 对称
振子处于并联谐振状态, 无论是串联谐振还是并联谐振, 对称
r
0
j 60ImejrF()
r
(2―1―4)
式中,
F()coh sc(so i)nscohs (2―1―5)
天线 与电波传播
|F(θ)|是对称振子的E面方向函数, 它描述了归一化远区场
|Eθ|随θ角的变化情况。 图 2-1-3 分别画出了四种不同电长度
（相对于工作波长的长度）:
2h
1 2
,1,
23和2的对称振子天线
图 2-1-4 对称振子的辐射电阻与h/λ的关系曲线
天线 与电波传播
1.
半波振子广泛地应用于短波和超短波波段, 它既可作为独 立天线使用, 也可作为天线阵的阵元。 在微波波段, 还可用作 抛物面天线的馈源。
将βh=2πh/λ=π/2代入式（2 -1 -5）即得半波振子的E面方
向图函数为
cos( cos) F() 2
解: 对称振子的工作波长为
cf 1321010806 2.5(m)
所以
h 0.6 0.24
2.5
天线 与电波传播
查图 2-1- 4 得
RΣ=65(Ω) 由式(2 -1 -14)得对称振子的平均特性阻抗为
z01
2 (l0 2 nh1)45 .5( 4) a
由h/a=60查图 2-1 - 6 得
n1=1.04