Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

книги из ГПНТБ / Семенов Н.А. Техническая электродинамика учеб. пособие для электротехн. ин-тов связи

.pdf

Скачиваний:

295

Добавлен:

27.10.2023

Размер:

23.29 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 1617 / 4917 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 > Следующая >>>

нию, не представляет труда		вычислить или даже			найти		графически
дх g r a d x и отыскать затем		Е ±	и Н ±	. П о аналогии		с	электроста
тикой можно утверждать,	что Ег		и Hz	являются	потенциальными
функциями для Е ± и Н ± .
8.4. Классификация направляемых волн
ПРИНЦИПЫ КЛАССИФИКАЦИИ
Особенности структуры	электромагнитного поля					направляемых

волн позволяют выделить их классы и типы. При классификации волн предполагается, что проводники, входящие в направляющую систему, обладают бесконечной проводимостью. Дополнительные составляющие поля, которые возникают в реальных устройствах, изготовленных из хорошо проводящих металлов, пренебрежимо малы.

Отметим, прежде всего, одно универсальное свойство направля

емых волн: поле любой волны	обязательно имеет поперечные элек
трическую Ех и магнитную Н	составляющие, лежащие в плоско

сти, перпендикулярной оси z. Это необходимое условие для суще ствования продольной компоненты вектора Пойнтинга Пг, обус ловливающей передачу энергии вдоль продольной оси направляю щей системы.

К л а с с в о л н ы определяется наличием либо отсутствием продольных составляющих поля Ег и Hz, параллельных направле

нию ее распространения. При	классификации используется два
принципа: либо указывается,	какой		вектор	имеет		продольную
составляющую: Е, Н; либо какой		вектор является				поперечным
(transversal), т. е. целиком лежит		в	поперечной		плоскости ТМ,
ТЕМ.			модой
Т и п в о л н ы , называемый	также			(mode),		определяется
сложностью структуры поля волны данного класса					(числом макси

мумов и минимумов поля в поперечном сечении) для конкретного

направляющего

устройства. Он

обозначается

двумя

числовыми

индексами,

например,

Е0ь Ни. Смысл этих

обозначений

подробно

объясняется

в гл. 9. Рассмотрим

классы

направляемых

волн.

КЛАСС ТЕМ (ПОПЕРЕЧНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ)

Поле

поперечной

электромагнитной

волны

имеет

только

попереч

ные электрическую

магнитную

составляющие

(EZ=Q;

# z ==0)„

Иногда их называют лехеровыми

или L-волнами. Так как продоль

ные .составляющие

и Нг у этих

волн

отсутствуют, то

согласно

ф-лам

(8.9) и (8Л0) поперечные составляющие

Е±

и Hj

могут от

личаться от нуля, только в том случае, если %z

— 0. Тогда

из ф-лы

(8.3)

следует, что у = к, т. е. коэффициент

распространения

волны

• ТЕМ

всегда

равен

коэффициенту

распространения

волны

в среде,

которой заполнена данная направляющая система. Это исключает возможность существования волны ТЕМ в системе, состоящей из

двух	или нескольких		разнородных	диэлектрических слоев, так как
-у не	может	одновременно равняться разным			к*. Трехмерные
волновые ур-ния (8.5)			при %2=0 вырождаются в двумерные вектор
ные уравнения		Лапласа:
			V l E = 0;	V 2 X H = 0 .	(8.П)

Достаточно решить лишь одно из этих уравнений в поперечной плоскости данной направляющей системы, так как для волн ТЕМ существует однозначное соответствие между электрической и маг нитной поперечными составляющими. Действительно, из ур-ний (8.8)

при £ 2 = # 2 = 0 получаем:
Ё-х =	1 сое,	( Н ± X ez) = ZB (Н X ег )
	1 сое,					(8.12)
						(8.12)
Н ± = — ^ ( Ё х			X ег ) = - - ± - ( Ё х		X ez )
где
Zt=-A^-	=	-A^=	ІоУьІЇа	= ,	/ й . _ _ .	(	8 Л З )
І ШЄд		І С0Єа	І Сі) 8 а		\ Єд
волновое сопротивление среды.
Полученные соотношения			идентичны	ф-лам	(3.33) и	(3.34)	для

плоской однородной волны ТЕМ в свободном пространстве. Итак,

электрический

и магнитный

векторы

в любой

точке

поля

волны

ТЕМ

взаимно

перпендикулярны

пропорциональны

по

величине.

Коэффициент пропорциональности Z B зависит лишь от параметров'

среды и одинаков для волн ТЕМ

направляющей

системе и не

ограниченном

пространстве.

Докажем следующее важное свойство: структура

электрической

составляющей

поля

волны

ТЕМ в

поперечной

плоскости

направ

ляющей

системы с

идеальными

проводниками

идентична

электро

статическому

полю

в этой системе. В однородной среде, где отсут

ствуют заряды (р =

0), электростатическое поле [ф-ла

(5.2)] подчи

няется

уравнениям:

rot Е = 0 ;

div

Е = 0 . Согласно

(3.17),

отсюда

следует,

что rot rot Е = — V 2 E = 0, т. e.V2 E = 0.

Таким

образом, при

р = 0

уравнению Лапласа в

электростатическом поле

подчиняется

не только потенциал ф [ф-ла (5.9)], но и вектор Е. Если стацио нарное поле создано в системе, геометрия которой не меняется по оси z, то d/dz=Q и трехмерный оператор Лапласа превращается в двумерный. При этом справедливо равенство V^ _ E=0, что совпа дает с (8.L1). Граничные условия для вектора Е на границе с иде альным проводником (2.27) одинаковы в случае стационарных и переменных полей. Одинаковые ' уравнения и граничные условия приводят к одинаковым решениям для обоих случаев, что и требо валось доказать.

С л е д с т в и е ! . Структура ггегляволны ТЕМ в поперечном се чении не зависит от частоты. Действительно, поле Е х волны ТЕМ идентично электростатическому при любой частоте, а иоле Н± од нозначно связано с Ё х соотношением (8.12).

С л е д с т в и е 2. Волна ТЕМ может распространяться лишь в та ких направляющих системах, где возможно существование элект ростатического поля. Так как речь идет о полях, ограниченных в плоскости S ± , перпендикулярной оси г, то электростатическое поле может быть создано лишь в системе из двух или нескольких изоли рованных проводников. В поперечном сечении границы диэлектри ка с проводниками образуют многосвязную область (границы обла сти нельзя начертить, не отрывая карандаша от бумаги).

Итак, структура поля Ёх волны ТЕМ определяется решением электростатической задачи. Поэтому можно непосредственно ис пользовать найденные в параграфе 5.3 электрические поля коакси альной линии [ф-ла (5.15.) при a^.r^b—r0] и двухпроводной ли нии (двух заряженных цилиндров) (ф-ла (5-22)]. В электростати


ческом поле линиям		вектора1 Е перпендикулярны эквипотенциаль
ные поверхности, а		в поле волны	ТЕМ справедливо соотношение
Н Х 1 Е Х .
Следовательно,		в поперечной плоскости линии			магнитного
поля	Н х волны ТЕ М совпадают		с эквипотенциальными		поверхно
стями	электростатического поля		ф=const,	описанными	соотноше
ниями (5.16) и (5.L8).
Для определения		магнитного поля Н ±		в линиях с волной ТЕМ

можно также использовать их идентичность стационарному магнит

ному полю в диэлектрике,- если	у последнего Я „ = 0 на	границе с
проводником. В частности, Н±	в коаксиальной линии	находится
из ф-лы (1.7) при a^r^J& _
КЛАССЫ Я И Я	I
	I

В направляющих системах могут также распространяться электро магнитные волны, поле которых имеет одну продольную состав ляющую Ez или Hz. Эти волны существуют в односвязных и много связных волноводах с металлическими стенками и однородным диэлектрическим заполнением, а также в структурах, состоящих из нескольких концентрических диэлектрических слоев; в послед

нем случае структура поля волны должна обладать		осевой	сим
метрией.
Е-в о л н ы, или «электрические»,	имеют только	электрическую
продольную составляющую (Е2Ф0)	н поперечные компоненты		Е ±

и Н , . Так как Я2 =іО, магнитное поле этих волн поперечно, и их называют также поперечно магнитными (ТМ) волнами.

Продольная компонента Ez определяется ур-нием (8.5) в. за

данных границах:

V2LEz

+ fEz

= 0.

(8.14)

Из соотношения

(8.9) при Я 2

= 0 находим

затем

поперечную со

ставляющую электрического

поля:

— grad

Ёг

— i P -

grad . Ёг.

(8.15а)

х2

у.2

Для магнитной составляющей из соотношений

(8.10)

(8.15а)

получаем:

HJ! = 5 l H g r a d

± £

X ^

= -

Х ( Ё

х X ег ) =

- 1 - ( Е ±

X е.).

(8.156)

где

J L

_V_ z B B

« Aр

ZBB

= - £

(8.15в)

— L

-Х- Z

- Z

соє

coe

С0Єаa

СОЄд

— волновое

сопротивление

для

поперечных

составляющих

ПОЛЯ

£-волны; ZB=]/

[Ха/ва — волновое

сопротивление

заполняющей

волновод среды.

Из ф-л (8.15) следует, что, во-первых,

поперечная

составляю

щая электрического

поля Е j

пропорциональна градиенту продоль

ной составляющей поля Ег, взятому

в поперечном

сечении;

во-вто

рых, поля Ёх и Нх

синфазны,

взаимно перпендикулярны

про

порциональны друг другу по величине в любой точке сечения

вол

новода.

Я - в о л н ы ,

или «магнитные»,

обладают

только

магнитной

про

дольной составляющей (Н2фО)

и обеими

поперечными

Е ±

Н ± .

Их называют также поперечно электрическими

(ТЕ)

волнами, так

как £ z = 0 .

Волновое

уравнение

для продольной

компоненты

у 2

, Я 2 +

Х 2 Я 2 = 0

(8.16)

решается при заданных условиях на границах поперечного сечения

волновода. Поперечные составляющие находятся						по ф-лам	(8.10)
и (8.9):
НL	=	- - Г grad± Я г «		-	Ц- grad± Я.	1
		і	(grad± Я г X ег ) = ZH (Н ±			X ег )	(8.17)
7н	_	ІІФа	_ ±_ 7	k__ 7	ш^
где Z£ — волновое				Р
где Z£ — волновое			сопротивление		для поперечных составляющих
поля Я-волны. Здесь			также сохраняется синфазность, пропОрцио-
6 - 2						-	1 6 1

яальность	и	взаимная перпендикулярность	векторов Ej_ и Н ± .
Причем,	в	свою очередь, составляющая	Н х пропорциональна
grad x # z .
	КЛАССЫ ЕН И НЕ		^

Волны, поле которых имеет одновременно обе продольных состав

ляющих Ez и Н2г называются гибридными и обозначаются ЕН	или
НЕ в зависимости от величины отношения Ez/Hz. Эти волны	воз

никают в волноводах, состоящих из нескольких сред с различаю щимися параметрами, например, в диэлектрическом стержне, окру женном воздухом. Условия на границе двух диэлектриков не могут выполняться, если поле волны содержит одну продольную состав ляющую (исключение составляют волны, обладающие круговой симметрией поля).

Волновые ур-ния (8.5) в случае гибридных волн решаются од новременно для обеих продольных составляющих Ez и Hz с наложе нием соответствующих граничных условий. Поперечные составляю щие поля Ej и определяются общими соотношениями (8.9) и (8Л0).

8.5. Парциальные волны в волноводах

КОНЦЕПЦИЯ БРИЛЛЮЭНА

Поле в любом волноводе (кроме волн ТЕМ) можно рассматривать, как результат сложения плоских однородных волн, называемых парциальными, многократно отраженных от его граничных поверх ностей, т. е. допустима лучевая трактовка явлений в волноводах. Это свойство называют концепцией Бриллюэна по имени француз ского физика, доказавшего его для Е- и Я-волн в полых металли ческих волноводах. Рассмотрим концепцию парциальных волн на двух примерах.

іПОЛЫЙ МЕТАЛЛИЧЕСКИЙ ВОЛНОВОД ПРЯМОУГОЛЬНОГО СЕЧЕНИЯ

Чтобы установить, возможно ли распространение электромагнитной волны внутри металлической трубы (рис. 8.4), необходимо пока зать, что суперпозиция парциальных волн удовлетворяет граничным условиям на внутренних стенках волновода S. Пусть парциальные волны поляризованы параллельно оси у, т. е. ЕЦе,,, тогда сразу удовлетворяется граничное условие £ T | s —0 на двух стенках, ле жащих в плоскостях у=0 и у=Ь параллельных плоскости xoz. Что бы показать возможность выполнения этого же условия при х=0 цх—а, рассмотрим вспомогательную задачу.

102


	Пусть перпендикулярно							по
ляризованная			волна				падает
под	некоторым			углом			<р	на
идеально проводящую							поверх
ность, лежащую				в		плоскости
уог.	На рис.		8.5	показано				рас
пределение поля для						некоторо
го момента			времени:				вектор
магнитного		поля			расположен
в плоскости чертежа, а вектор
электрического				поля		•— пер
пендикулярно			этой		плоскости.
Штрих-пунктирные					линии			по
казывают фронты				волны, соот
ветствующие			положительному						Рис. 8.4
максимуму		( + Ет),			а	пунктир

ные	— отрицательному						( — Е т )\ точечный пунктир соответствует
линиям нулевого поля						( £ = 0).

Под тем же углом ф волна отражается от проводящей поверхности, причем так, что удовлетворяются граничные условия напро-

Рис. 8.5

воднике: результирующая тангенциальная составляющая Е на отражающей поверхности равна нулю. Если через какую-то точку


на этой поверхности проходит фронт максимума		(+Ет)	падающей
волны, то у отраженной волны	должен проходить фронт		минимума.
Из рисунка видно, что условие Е х = Е + + Е - = 0		соблюдается		на
всей граничной поверхности.	Вследствие этого	появляется		ряд

плоскостей, параллельных отражающей поверхности, где выполня ется это же условие: по оси Ох образуется стоячая волна с рядом параллельных узловых поверхностей.

Дадим математическое описание поля Е, образованного суперпо зицией падающей и отраженной волн. Если принять, что потери в

диэлектрике отсутствуют, то для падающей волны по ф-ле	(6.2)	по
лучим показатель экспоненты: K+-r—ik(ysinф+zcosф),	а для	от

раженной волны: K - - r = i & ( # s i n ф — г с о з ф ) . П р и идеально отражаю-

163

щей поверхности	(Z B 2 = 0) согласно			ф-лам		(6.7) — (6.11) находим
Г± =—1; В = —А. Тогда результирующее					поле
Ё = Ё + + Ё - =	л ( е	- к + - '	—к	е	е„	А[ё Лк(г situp—х созф)
-ife (г з і п ф + * соэф)!		іш< е^, =	і 2 Л sin (fe cos ф • х) е'( < в '-* З І П ф ' г ) е„ (8.18)

представляет собой неоднородную плоскую волну, распространяю щуюся вдоль оси Oz. Удобно описать ее структуру с помощью фа

зового коэффициента р и поперечного	волнового	коэффициента %:
Ё = i 2 A s i n x x e i ( u > M 3 z ) e y ; p =	*sinq>; х = ^соэф;		(8.19)
справедливость уравнения коэффициентов (8.4)		в данном	случае

очевидна. Электрическое поле Е образует стоячую волну вдоль по

перечной оси х и бегущую — вдоль ОСИ Z.
В ряде равноотстоящих плоскостей			электрическое					поле			равно
нулю: Еу = Е^	+ЕГ=0 при sinx = 0.		Положение				этих	плоскостей
определяется	условием: %х=тп	{т — 0, 1, 2,...),					откуда		х = 0; х —
= аі = я/х;... x = am=mnli=mai		и т.	д. Поэтому рассмотренная
структура поля может быть создана между двумя							параллельными
проводящими плоскостями, расстояние между которыми
	а = тах •=	=	=	2cos ф		,					(8.20)
	X	k cos ф
где X — длина	плоской однородной волны в среде.
Ограничим	ноле на рис. 8.5	сверху, поместив				в одну из узловых
		плоскостей				вторую		металличе
		скую пластину. Теперь								плоская
		волна		распространяется							меж
		ду	двумя		плоскостями,						много
		кратно		отражаясь				от		каждой
		из	них	(рис.			8.6).	Суперпози
		ция полей падающей								и	отра
		женной волн равна нулю у ме
		таллических				стенок,			а		между
		ними один или несколько раз
		достигает			максимума,					равного
Рис. 8.6		двойной			амплитуде			падающей
		волны.		Число			полуволн				стоя-

чей волны, укладывающихся по оси х между проводящими стен-

ками, равно пг.
Ограничив пространство металлическими поверхностями			еще
в двух плоскостях	у = 0 и у=Ь,	перпендикулярных вектору Е, при
ходим к полю в прямоугольном		волноводе (рис. 8.4), удовлетворяю
щему граничному	условию Ех	\|s=0 на всех его стенках. Если	раз

мер волновода а задан, то угол ф падения парциальной волны не произволен, а определяется соотношением (8.20); он зависит также от числа т, определяющего сложность структуры поля волны, рас-

пространяющейся в волноводе. Магнитное поле определяется ана логично электрическому. Из рис. 8.5 видно, что оно имеет состав

ляющие Нх

и Нг. В плоскостях, где Еу=0

суммарное поле Hz

мак

симально и равно удвоенному значению Hz

парциальной

волны.

Как следует

из ф-лы (8.19), волна

распространяется вдоль оси

z с фазовым

коэффициентом

р. Эквифазными являются

поверхно

сти

2 = const

(поперечные

сечения

волновода). В

волноводе рас

пространяется плоская

неоднородная

волна

(Е непостоянно в экви-

фазной плоскости).

Длина волны Л в волноводе определяется ф-лой

(3.30), в

кото

рой

заменяется на

р:

Л — — —

2я

(8.21)

k sin ф

sin ф

Можно найти Л и по расстоянию

между

двумя

максимумами

поля

вдоль оси волновода. Из треугольника ACD на рис. 8.6

следует;

sin<p=A,/A,

что

совпадает

ф-лой

(8.21). Длина

волны

полоіч

металлическом

волноводе

больше,

чем

в неограниченном

прост

ранстве Я при той же частоте

колебаний.

Выведем условие распространения волны в волноводе. При по стоянных а и т угол падения парциальной волны зависит от А: cos ф =/ПА/(2 а) . Если А,<С2а/т, угол ф близок к 90°, парциальные волны падают на стенки волновода полого (рис. 8.7). По ме'ре рос-

А.« 2а/т	Л<2а/т	Л=2а/т
Рис. 8.7
та А угол ф уменьшается	и, наконец,	при Х = 2а/т становится рав

ным нулю; распространение волны прекращается. Таким образом, размер волновода ограничивает диапазон длин волн, которые спо собны в нем распространяться, неравенством: , л < 2 а/т.

Назовем верхнюю границу диапазона, в котором волна задан

ного типа распространяется по волноводу, критической	длиной вол
ны лК р (в данном случае Хкр —2а/т). В волноводе	могут распро

страняться только те колебания, у которых длина волны в свобод

ном пространстве меньше критической: л < л К р .
Соответственно определяются			критическая	частота i/Kp = f 8 Д /Я К р
и условие	распространения />/крПрактически всегда				необходимо
определенное превышение частоты / над критической					частотой / к р
заданного типа волны.
	Н-ОБРАЗНЫЙ МЕТАЛЛОДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ВОЛНОВОД
Рассмотрим волновод (рис. 8.8)			в виде диэлектрической			пластины
ПРЯМОУГОЛЬНОГО СечеНИЯ		С ПрОНИЦаеМОСТЬЮ Єї		и волновым		числом
ki = ko У	гі, граничащей	с воздухом (є2=1; k2		= ko) в	плоскостях

х=±а,

параллельных yoz и с металлическими

пластинами

в плос

костях

г/=0 и у = Ь. Пусть

парциальные

волны в диэлектрике по

ляризованы параллельно оси у: Е\\еу.

В отличие от

металлического

волновода (рис. 8.4) парциальные волны

полностью отражаются от

границы двух

диэлектриков

плоскостях

х~±а

только

том

случае,

если

e i > e 2 и <p>cpKp,

где

согласно

ф-ле

(6.17)

фКр =

= arc sin У єг/є^агсзіпС&г/^і). По ф-ле (6.19)

коэффициент

отра

жения от границы двух диэлектриков Г±

= 1 - е ' * ;

его модуль ра

вен единице, а фазовый угол определяется

соотношением tg(ty/Q) =

= sh 0/( У~еі cos ф), откуда

следует,

что

0 < ф < я .

Поэтому

узло

вые

плоскости, где

электрическое

поле

равно

нулю

(парциальные

волны складываются в противо-

фазе), теперь не совпадают с гра

ницей.

Внутри

диэлектрической

пластины вдоль оси х возникает

стоячая волна с нецелым числом

полуволн

(с

отсеченными

конца

ми

синусоид,

изображающих из

менение

поля

Е);

границы

пла-

Воздух

Рис. 8.8						Рис. 8.9
стины х=		±а	проходят в тех областях,				где	ЕуфО.
	Как было		установлено в 6.3,			при ф > ф К р		плоская		волна	прохо
дит через границу диэлектриков,						образуя в воздухе поверхностную
волну. Поле			этой волны при удалении				от -границы			убывает тем
быстрее, чем больше					коэффициент в экспоненциальном множителе
(6.20), который				назовем поперечным			коэффициентом			поверхност
ной	волны:
					£ = &2 sh в .						' (8.22)
	Наглядное представление о поперечной протяженности поля по
верхностной			волны, пропорционального				е ~ , ( * — а )		(для х^а),		дает
граничное		расстояние			Хо, измеренное от х—а			до той плоскости, где
напряженность				поля	в е раз меньше, чем у поверхности пластины.
Очевидно, что £*о=1 и хо=
Поверхностная волна образуется парциальными волнами, кото
рые	распространяются в воздухе					по эллиптическим				траекториям,
возвращаясь			обратно		в диэлектрик (рис. 8.9). Формально это яв

ление описывается комплексным углом преломления волны в воз духе т> = я/2 + Ю. Экспоненциально спадающие поля с обеих сторон

166

пластины являются непосредственным продолжением поля стоячей волны в диэлектрике. Все вместе они образуют единую волну, рас пространяющуюся вдоль оси z с фазовым коэффициентом р. Из ф-л (6.18), (6.20) и (8.19) следует, что

	р" =	la ch в =	ki sin ф;	k, < р" < h.	(8.23)
Частотный диапазон волноводов с поверхностной волной ограни
чен	снизу граничной	частотой / г р , соответствующей критическому
углу	падения парциальной		волны	ф = фкР = агс sin (kjki),	тогда
р = &2, 9 = 0 и поперечный коэффициент поверхностной волны					£ = 0.

Поле волны в воздухе не убывает с расстоянием от пластины: оно становится неограниченным по оси х; такую волну уже нельзя счи тать направляемой.

В случае />ifrp угол падения парциальной волны ф > ф К р , попе речный коэффициент £ > 0 , и на границе с диэлектриком формиру ется поверхностная волна. Для практического использования вол

новода	необходимо определенное превышение f над /гр, чтобы		гра
ничное	расстояние Xo—1/t, стадо соизмеримым с толщиной 2	а	(на
пример,	10 а) .
При	дальнейшем росте частоты, как и в металлическом	волно

воде, ф-»-90о; тогда (5-»-&i, а £ неограниченно растет, что приводит к все большей концентрации поля поверхностной волны, т. е. умень шению ее протяженности в поперечном направлении (XQ-*-0).

Таким образом, поверхностную волну можно считать специфи ческой формой парциальной, распространяющейся под комплекс ным углом к оси волновода. Это позволяет обобщить концепцию Бриллюэна на волноводы с поверхностной волной.

8.6. Скорости волны. Дисперсия. Мощность

ФАЗОВАЯ СКОРОСТЬ

Фазовая скорость волны была определена ранее как скорость дви жения фазового фронта. Фазовую скорость волны в направляющей системе найдем по ф-лам (3.28) и (3.30), в которых к р заменяет ся на р:

v = « = f A = T Z - = ^ - ,

•

(8.24)

где k и v — волновое число и скорость распространения парци альной волны во внутренней среде волновода («1» на рис. 8.4 и 8.8). Здесь учтены соотношения (8.19), (8;21) и (8.23). Фазовая скорость v > v e i l . При воздушном заполнении металлического вол новода V = с , тогда V>c. Согласно теории относительности материя не может перемещаться со скоростью, превышающей скорость света с. Уже поэтому фазовая скорость не может являться скоро стью движения электромагнитной волны, представляющей собой

<<< < Предыдущая 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 1617 / 4917 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ