Fra sender til mottaker : innføring i radiotransmisjon 8241201796 [PDF]

Zitiervorschau

Knut N. Stokke

Fra sender til mottaker Innføring i radiotransmisjon

l2p^60J MO f RANA ' ;,f-' 12 H 65

Vett&Viten

© Vett & Viten 1994

ISBN 82-412-0179-6 Omslagsbildet viser Sogndal TV/FM-stasjon (gammel og ny stasjon)

Det må ikke kopieres fra denne boken i strid med åndsverkloven og fotografiloven eller i strid med avtaler om kopiering som er gjort med Kopinor, interesseorgan for rettighetshavere av åndsverk. Printed in Norway 1994

Utgiver: Vett & Viten A/S Postboks 4, 1321 Stabekk

Forord Denne boka er tenkt som ei enkel innføring i radiotransmisjon, det vil si bølgeutbredelse, antenner og kabler. Med litt forkunnskap om elektrisitet og magnetisme skulle det være mulig å tilegne seg stoffet.

Figuren er ei skisse over hvilke områder boka behandler. Det er lagt vekt på å forklare radiotransmisjon ved å bruke mange figurer og uten å bruke mye matematikk. Enkelte utledninger av formler er utelatt, men en har prøvd å forklare hvordan formlene brukes.

De som er interessert i å gå nærmere inn på utledning av formler, kan finne dette i andre bøker om radiotransmisjon, for eksempel «Radiotransmisjon. Kabler, bølgeutbredelse, antenner», skrevet av undertegnede, (Universitetsforlaget), eller Svein 0. Andreassens «Radiotransmisjon» (Vett & Viten). Billingstad, 11.10.1994.

Knut N. Stokke

Innhold

DET ELEKTROMAGNETISKE FREKVENS SPEKTRET................................. 3 MULTIPLIKATORER................................................................................................ 4 BØLGEUTBREDELSE............................................................................................ "" 5 Elektrisk og magnetisk felt...........................................................................5 Elektromagnetisk felt.................................................................................... 7 Referanse for utstråling. Referanseantenner............................................... 27 Polarisasjon.................................................................................................... 34 Transmisjonsarter.......................................................................................... 34 Transmisjonsarter ved forskjellige frekvensområder................................. 37 Tap ved ionosfæretransmisjon..................................................................... 45 lonosfærelagene............................................................................................. 47 Innvirkning av refleksjoner........................................................................... 59 Fresnels soner................................................................................................. 62 Satellittkommunikasjon................................................................................ 79 ANTENNER................................................................................................................. 82 Dipoler............................................................................................................82 Unipoler eller monopoler.............................................................................. 86 Antenner for ELF, VLF, LF og MF.............................................................. 87 Jordnett...........................................................................................................90 Antenner for HF.............................................................................................91 Antenner for VHF og UHF........................................................................... 101 Antenner for SHF og EHF............................................................................ 107 Spesielle problemer med antenner ombord på skip..................................... 109 KABLER OG BØLGELEDERE.................................................................................. 112 Koaksialkabel................................................................................................. 113 Bandkabel...................................................................................................... 115 Bølgeledere..................................................................................................... 117 Tap i kabler og bølgeledere........................................................................... 120 Tilpasning....................................................................................................... 120 Symmetrering................................................................................................. 124 Kvartbølgetransformator................................................................................ 126 Tilpasning ved sender og mottaker.............................................................. 128 Filter............................................................................................................... 131 SPESIELL BRUK AV RADIOTRANSMISJON........................................................ 134 Radiopeiling................................................................................................... 134 Radionavigasjon............................................................................................. 138 Radar............................................................................................................... 141

DET ELEKTROMAGNETISKE FREKVENSSPEKTRET Bølgelengde i meter

Frekvens i Hz

108-107

340°-3401 (3-30 Hz)

10M06

3-10M402 (30-300 Hz)

(1000 km) 10M05

Betegnelse ELF = Extremely Low Frequencies

3402-3403 (300-3000 Hz)

10M04

340M404 (3-30 kHz)

VLF = Very LOW Frequencies

iæio3

340M405 (30-300 kHz)

LF = LOW Frequencies

3405-3406(300-3000 kHz)

MF = Medium Frequencies

10M01

3406-3407(3-30 MHz)

HF = High Frequencies

10M0°

3407-3408 (30-300 MHz)

VHF = Very High Frequencies

3-108-3409 (300-3000 MHz)

UHF = Ultra-High Frequencies

3409-34010(3-30 GHz)

SHF = Super-High Frequencies

34010-340n (30-300 GHz)

EHF = Extremely High Frequencies

(1 km) 10M02

(m) 10M01 10 MO2

(cm) 10-2-10-3

(mm) 10-3-10-4

34011-34012(300-3000 GHz)

10^-105

34012-34013(3-30 THz)

10-M0-6

34013-34014(30-300 THz)

0,78-10-5- 0,3840'6 (pm) 106-107

385 - 790 THz 34014-34015(300-3000 THz)

Infrarøde stråler

Synlig lys

Ultrafiolette stråler

10-M0-8

34015-34016(3-30 PHz)

10-M0-9

34016-34017(30-300 PHz)

Ultrafiolette stråler og røntgenstråler

34017-34018(300-3000 PHz)

Ultrafiolette stråler og røntgenstråler

34018-34019(3-30 EHz)

Ultrafiolette stråler og røntgenstråler

10 n-1012

34019-34020 (30-300 EHz)

Røntgenstråler og gammastråler

10-12-1013

34020-34021 (300-3000 EHz)

Røntgenstråler og gammastråler

(nm) 1O-9-1O10 o

(A) 1010-1011

MULTIPLIKATORER

Symbol:

Forstavelse:

Multiplikator:

a

atto

10-18

f

femto

1015

P

piko

1012

n

nano

109

M-

mikro

106

m

milli

10-3

c

centi

102

d

desi

101

enhet 1

10°

da

deka

101

h

hekto

102

k

kilo

103

M

mega

106

G

giga

109

T

tera

1012

P

peta

1015

E

exa

1018

BØLGEUTBREDELSE

Elektrisk og magnetisk felt

Fig. 1. Elektrisk og magnetisk felt.

Når vi vil undersøke hvordan et elektrisk felt er, kan vi se på forholdene i en kondensator. På figur la er skissert en platekondensator som er koplet til et batteri. I det samme kondensatoren koples til batteriet, vil det gå en strøm som lader opp kondensatoren. Etter ei kort stund er kondensatoren helt oppladet, og hele spenninga U (her 4,5 V) står dermed over kondensatoren. Inne i kondensatoren har vi da et elektrisk felt med en feltstyrke som virker som ei kraft mellom platene (egentlig mellom ladningene i platene). Den elektriske feltstyrken er spenning pr. lengdeenhet, og vi får da at:

6

Benevning eller dimensjon blir Volt pr. meter (V/m), millivolt pr. meter (mV/m) eller mikrovolt pr. meter (|iV/m). Det kan være verdt å merke seg at feltstyrken har retning fra + til Figur lb viser når vi har en god leder, for eksempel en koppertråd, mellom polene på batteriet. Batteriet blir da kortsluttet, og spenninga mellom polene blir da så å si 0. Men det går en strøm I gjennom lederen, og denne strømmen setter opp et magntisk felt rundt lederen. Dette feltet har samme dreieretning som en høgregjenget skrue som skrues inn på lederen i positiv strømretning. På liknende måte som elektrisk feltstyrke er avhengig av spenning, er magnetisk feltstyrke avhengig av strøm. Men den matematiske sammenhengen blir ikke fullt så enkel.

Sammenhengen mellom strømmen i en rett leder og den magnetiske feltstyrken rundt lederen, er:

H • s eller:

s der s er lengda av den magnetiske feltlinja.

Dimensjon for magnetisk feltstyrke blir Ampere pr. meter (A/m), mA/m eller p.A/m. På figur lb blir :

2 Kr1

og:

H2

2 Kr2

7

Ei magnetisk feltlinje må alltid være sammenenhengende, det vil si at den går tilbake i seg sjøl. Et magnetisk felt kan derfor kalles et hvirvelfelt. Ei elektrisk feltlinje kan derimot ende på ladninger, men vi skal se seinere at det også er mulig å få fram elektriske hvirvelfelt. Eksemplene på figur 1 viser at vi kan ha et elektrisk felt alene uten å ha et magnetisk felt, og omvendt. Disse feltene er stillestående og kalles derfor statiske felt.

Elektromagnetisk felt

Vi er også interesert i å se på et elektromagnetisk felt der elektrisk og magnetisk feltstyrke er avhengige av hverandre. Da kan det være nyttig å undersøke hva som kan skje når vi har en dobbeltleder, ei linje eller en kabel, slik som skissert på figur 2.

Fig. 2. Elektrisk og magnetisk felt rundt en dobbeltleder.

8

Rundt lederne får vi et magnetisk felt H på grunn av strømmen i lederne, og mellom lederne får vi et elektrisk felt E på grunn av spenningsforskjellen mellom dem.

H

I et punkt p har det magnetiske feltet denne retninga (tangent til hvirvelfeltet gjennom punktet p).

Fig. 3. Elektrisk og magnetisk felt rundt en rett leder.

Dersom avstanden mellom framleder og tilbakeleder er stor, vil vi i nærheten av lederne få et sirkulært magnetisk felt H og et radialt elektrisk felt Er. Disse feltene er avhengige av hverandre på grunn av at strøm og spenning er avhengige av hverandre. Men feltene er fortsatt statiske, og slike felter kan ikke stråle energi videre utover i rommet.

Et eksempel som kan føre oss et skritt videre når det gjelder elektromagnetisk felt, er å se på hva som skjer i det øyeblikket en kondensator koples til en spenningskilde (et batteri), slik som vist på figur 4.

I det samme batteriet koples til platekondensatoren, vil det som nevnt gå en strøm I som lader opp kondensatoren. Når kondensatoren er ladet opp, vil strømmen I bli 0. Dersom vi nå vil få mer strøm til å gå gjennom kondensatoren, må vi enten øke spenninga eller snu batteriet, det vil si veksle polene. En kan altså få vekselstrøm til å gå gjennom kondensatoren. Strømmen går gjennom kondensatoren som en forskyvning av ladninger gjennom isolasjonsmediet (dielektrikum) mellom platene,

9

enten dette er luft, vakuum eller et isolasjonsmateriale. Denne strømmen er avhengig av det elektriske feltet i kondensatoren, og den kalles for forskyvningsstrøm.

Fig. 4. Felt i og omkring en kondensator. Forskyvningsstrømmen setter opp et magnetisk felt i og rundt kondensatoren. Og dersom vi ser på feltene inne i kondensatoren, har vi nå fått et magnetisk felt som er bundet sammen med et elektrisk felt, det vil si et elektromagnetisk felt. Men dette feltet kan heller ikke stråle ut energi over større avstander. For å forklare dette, må vi se på hvordan transporten av energi foregår i et elektromagnetisk felt. De feltene som vi hittil har sett på, inneholder naturligvis energi. Men feltene er bundet til områdene nær ved lederne, og dermed er også feltenergien bundet til områdene ved lederne.

For å se på hvordan en kan beskrive energien i et elektromagnetisk felt, vil vi prøve å lage oss en formel for effekt i et felt. Det kan da være nyttig å sammenlikne med formelen for den effekten som forbrukes i en motstand som står over spenninga U og som har en gjennomgangsstrøm I:

10

P = U • I (dimensjon Volt-Ampere = Watt) I og med at et elektrisk felt er avhengig av spenning og et magnetisk felt er avhengig av strøm, kan det være interessant å se hva vi får når vi multipliserer elektrisk feltstyrke med magnetisk feltstyrke:

E(V/m)-H(A/m)=E-H(VA/ni2) = E-H(w/m2) ------------ 4 Her har vi kontrollert hva dimensjonen (benevningen) blir. Dimensjonene kan behandles på samme måte som verdiene i et reknestykke, og de kan for eksempel multipliseres og divideres med hverandre. Og ved slik dimensjonsrekning kan vi kontrollere om en formel er riktig, slik som antydet i likning 4. Her ser vi at E-H får dimensjonen W/m2, det vil si at E-H er en formel for effekt pr. flateenhet i et elektromagnetisk felt:

Pf = E-H(w/m2) I grunnen skulle en si at dette er effekt pr. flateenhet på tvers av stråleretninga, det vil si effekt som stråler rett gjennom en flateenhet i et elektromagnetisk felt, slik som skissert på figur 5.

Flate på tvers av stråleretninga.

Fig. 5. Effektpr. flateenhet.

På figur 3 og figur 4 har vi sett at elektrisk felt og magnetisk felt kan stå vinkelrett på hverandre. Og vi skal i denne boka bare behandle felt

11

som står vinkelrett på hverandre, slik at formelen for effekten i et elektromagnetisk felt blir så enkel som likning 5. Men forholdet mellom retningene på E, H og Pj kan vi ikke se av denne formelen. Da må vi gå til et uttrykk som kalles Poyntings vektor som gir både størrelse og retning for effekttettheten i et elektromagnetisk felt:

S = EXH =Pf

6

Her skal vi ikke gånærmere inn på denne formelen, men bare påpeke hva den sier. Streken over bokstavene betyr at vi har å gjøre med vektorer og ikke med vanlige (skalare) tall, Vektorer har både størrelse og retning, og reknereglene blir dermed ikke de samme som for skalare tall. I et vektorprodukt er ikke faktorenes orden likegyldig. Men vektorformelen har den store fordelen at den ikke bare gir ei likning mellom størrelsene E, H og Pf, den gir også retningene mellom dem. Derfor er det hensiktsmessig å gå til Poyntings vektorformel når en vil finne ut hva som må til for å få utstråling av radiobølger.

Fig. 6. Poyntings vektor. På figur 6 er vist hvordan retningene blir. Dersom en skrur en høgregjenget skrue inn i et elektromagnetisk felt vinkelrett både på det elektriske og det magnetiske feltet og med dreieretning den minste vinkelen fra den elektriske feitretninga til den magnetiske feltretninga, så går effekten i den retninga skruen beveger seg.

12

Dersom vi da vil snu energistrømmen i et elektromagnetisk felt, sd må vi bare snu det ene feltet, for eksempel det elektriske feltet E. Det er dette som skjer når radiobølger reflekteres fra fjell, åser eller bygninger.

+a

Fig. 7. Transport av feltenergi. Figur 7 viser hvilke retninger energien transporteres i feltene rundt en leder og i en kondensator når en bruker Poyntings vektor. Dersom vi ser på det radiale elektriske feltet Er fra lederen sammen med det magnetiske feltet rundt lederen, så får vi at effekten transporteres langs lederen i samme retning som strømmen I. En kan nevne at dersom vi hadde utviklet formler for feltene E og H og reknet ut den totale effekten som transporteres i feltene rundt lederen, så ville vi få det samme som ved å bruke produktet av strøm og spenning i lederen, altså P = U L I grunnen måtte vi vente å få et slikt resultat fordi det elektriske feltet E er avhengig av spenninga U, og det magnetiske feltet H er avhengig av strømmen I. Men spørsmålet kan bli hvor effekten transporteres, i lederne eller i feltet rundt lederne. Og her er vi inne på problemet utstråling igjen. Dersom vi kunne klare å få feltene til å fri seg fra en leder, så ville vi få transportert energi ut i rommet bare som feltenergi.

Dersom vi ser på det aksiale elektriske feltet Ea og det magnetiske feltet H inne i kondensatoren, så vil effekten i dette elektromagnetiske

13

feltet gå inn mot midten av kondensatoren. Det vil si at denne feltenergien holdes inne i kondeneatoren.

Her er det en viktig ting vi må legge merke til. De tilfellene vi har sett på til nå, har vært der spenning har forårsaket en strøm. I slike tilfeller får vi ikke utstråling.

Dersom vi for eksempel ser på forholdene i kondensatoren på figur 7, så kunne vi få stråling ut fra kondensatoren dersom vi klarte å snu det elektriske feltet uten å snu det magnetiske feltet. Men da får vi at i alle fall i enkelte perioder må strømmen gå mot spenninga, og det er da spørsmål om dette er mulig.

For å kunne svare på dette, må vi først se litt på hvordan en svingning, for eksempel av en vekselstrøm, oppfører seg. Og da kan vi i første omgang prøve å finne ut hvordan en slik svingning eller en bølge går langs en kabel eller ei linje. Det er vanskelig å kunne få se så mye av det som skjer med en elektrisk bølge i en kabel eller ei linje, men her går det an å sammenlikne med mekaniske svingninger. Og vi kan da lage ei mekanisk linje med så låg svingetid at vi lett kan følge med det som skjer.

Fig. 8. Pendelramme.

14

Figur 8 viser ei slik mekanisk linje, det vil si en mekanisk bølgeleder. De store pendlene må være såpass lange at svingetida blir så stor at vi lett kan følge med i svingningene. De små koplingspendlene mellom de store pendlene tilsvarer den koplinga vi har mellom de svingende partiklene i en elektrisk bølge. Dersom vi skal sende en bølge inn på den mekaniske bølgelederen, kan vi gi et hurtig utsving (tilside og tilbake) ved A. Når vi da ser på pendelramma fra oversida, vil vi se en bølge som beveger seg framover på samme sida av midtlinja slik som skissert på figur 9.

Fig. 9. Framgående bølge. Her ser vi forresten at det resultatet vi får ved å bruke Poyntings vektor, er ganske naturlig. Vi ser at energien går langs linja, mens svingningen er på tvers av linja. Spørsmålet er nå hva som vil skje når bølgen kommer fram til B. Dersom siste pendel henger fritt (slik som på figur 8), vil den bli slengt ut til samme side og omtrent like langt ut til sida som det startutsvinget vi ga den første pendelen. Vi ser at utsvinget (spenninga) blir større i enden av linja enn ellers når siste pendel henger fritt (åpen linje). Når den siste pendelen går innover mot midtlinja igjen, vil den sende en bølge tilbake inn på linja. Vi har da fått en tilbakegående eller reflektert bølge slik som skissert på figur 10. Denne bølgen går tilbake på samme side av midtlinja som den framgående bølgen. En sier da at bølgen ikke har skiftet fase ved refleksjon fra den fritthengende enden av linja. Vi kan også si at det ikke blir faseendring ved refleksjon mot et lettere material eller et lettere stoff. På grunn av at begrepene material eller

15

•A

B

Fig. 10. Tilbakegående eller reflektert bølge.

stoff ikke omfatter tomt rom eller vakuum, brukes ofte uttrykket medium, altså:

Vi får ikke faseendring ved refleksjon mot et lettere medium. Denne typen refleksjon har vi når en kabel eller ei linje er åpen, det vil si som ikke er avsluttet med noen belastning. Men nå må vi komme litt nærmere inn på hva vi mener med begrepet "fase".

Fig. 11. Strøm og spenning i en motstand. På figur 11 er vist hvordan strøm og spenning kan være når vi sender ei sinusformet vekselspenning gjennom en motstand. Da kommer strøm og spenning samtidig, det vil si at de har samme fase eller er i fase. Legg merk til at to svingninger som skal være i fase (eller ha en faseforskjell) ikke behøver å ha samme amplitude (maksimumsverdi).

16

Dersom vi for eksempel setter spenning på en kondensator, så vil den i første øyeblikk virke som en kortslutning fordi den da vil ta imot all den ladningen den tilføres. Og da har vi stor strøm gjennom kondensatoren men ingen spenning over den. Etter som kondensatoren lades opp, synker strømmen, mens spenninga stiger. Dette er vist på figur 12.

Fig. 12. Likestrøm gjennom en kondensator. Spenninga over kondensatoren kommer seinere enn strømmen gjennom den. Det vil si at spenninga ligger etter strømmen i fase, eller at strømmen ligger foran spenninga i fase. På figur 13 er skissert hvordan forholdene blir når vi sender vekselstrøm gjennom en kondensator. Der ser vi at spenninga ligger 90° etter strømmen i fase. Faseforskjellen er da det antallet grader vi har mellom svingningene. Svingningene behøver ikke bare å være strøm og spenningssvingninger slik som vist på figur 13. En kan naturligvis også ha faseforskjell mellom to strømsvingninger eller to spenningssvingninger. På figur 14 er vist når en har to like svingninger i motfase. Dersom dette for eksempel er to spenningssvingninger, så vil resulterende spenning bli lik 0. Dette er et interessant tilfelle. Dersom vi et sted ikke kan måle noen spenning, så kan dette skyldes at vi har to like spenningssvingninger i motfase!

17

Fig. 13. Vekselstrøm gjennom en kondensator.

180°.

Fig. 14. Utfasing når vi har to like svingninger i motfase.

Fig. 15. Refleksjon medfasesprang.

18

Nå kan vi gå videre med forsøkene med den mekaniske bølgelederen, og nå binder vi fast den siste pendelen ved B. På figur 15 kan vi da se hva som skjer med en bølge som sendes inn på pendelrekka. Siste kule er fastbundet, og kan derfor ikke bli slengt ut til sida. Men energien kan ikke forsvinne. Den fastbundne pendelen vil via koplingspendlene slenge bølgen over til den andre sida av midtlinja, det vil si at vi nå får en reflektert bølge som har endret fase 180° i refleksjonspunktet. Dermed får vi at:

Ved refleksjon mot et tettere medium får vi 180° faseendring (fasevending). Slike refleksjoner har vi for eksempel når ei linje eller en kabel er kortsluttet.

Det er flere viktige ting vi kan få fram om elektriske svingninger ved å sammenlikne med mekaniske svingninger. Dersom vi sender sinussvingninger med frekvensen f Hz (Hz = Hertz = svingninger pr. sekund) inn på ei linje, så vil vi få sinusbølger langs linja. Disse bølgene vil bevege seg framover langs linja, og når de kommer til enden av linja, vil de bli reflektert. Dersom vi vil prøve å unngå refleksjon, må all energien bli forbrukt ved enden av linja. Dette er det ikke lett å få til ved ei mekanisk linje, men med elektriske kabler eller linjer er det enklere. Der kan en kabel eller ei linje avsluttes med en bestemt motstand som er slik at den tar opp all den energien kabelen eller linja er i stand til å overføre. Vi sier da at kabelen eller linja er avsluttet med sin karakteristiske impedans.

Fig. 16. Bølger langs ei linje.

19

Vi kan få fram en meget viktig formel ved å bruke figur 16. Dersom vi for eksempel står ved stedet X og teller hvor mange bølger med bølgelengde X som går forbi pr. sekund, så blir antallet naturligvis lik antallet svingninger pr. sekund, det vil si frekvensen f. Hastigheten på bølgen blir da:

v = X • f -------------------------------------------------------- 7 -

V

V

f

z

Det vil si at: Å = — eller: f = — .

Den tida som går med for å gjennomløpe en svingning, kalles perioden T. Sammenhengen mellom perioden T og frekvensen f blir da:

T

1 — ------------------------------------------------------------- 8 f

Det eksperimentet som er viktigst for å komme videre med utstråling av bølger, er å sende noen sinussvingninger inn på den mekaniske linja og så overlate linja til seg sjøl. Vi lar også den siste pendelen være fri. Energien kan ikke forsvinne, den må føres videre eller forbrukes. Dersom det da er lite tap i linja (liten friksjon eller motstand), så vil energien reflekteres fram og tilbake på linja. Etter ei stund har alt jamnet seg ut, og like mye energi går i begge retningene. Men når vi har to resulterende like svingninger som går i hver sin retning, så vil vil vi enkelte steder på linja få at svingningene opphever hverandre (i motfase), og da blir det et nullpunkt eller en knute. Andre steder vil svingningene summeres (i medfase), og da får vi et maksimum eller en buk. Særlig godt resultat vil vi få dersom vi lar lengda på linja være ei halv bølgelengde (X/2) eller et multiplum av halve bølgelengder. Da er linja i resonans med svingningene.

En har nå fått en ny type bølger. Det foregår ikke lenger noen resulterende energitransport langs linja, og det ser ut som om bølgene står stille på linja. Slike bølger kalles standbølger, og de står og pendler mellom to ytterpunkter slik som skissert på figur 17.

20

Fig. 17. Standbølger på ei linje.

Vi ser at bølgene får en knute (eller en buk) for hver halve bølgelengde. Dersom vi ser på standbølgene i stilling 1 på figur 17, så vil all energien være stillingsenergi (sammenlikn med spenning), og pendlene vil da trekkes inn mot midtlinja eller null-linja. 1/4 periode seinere, stilling 2, vil pendlene passere null-linja, og da vil all energien være bevegelsesenergi (sammenlikn med strøm). Enda 1/4 T seinere, stilling 3, har all energien gått over til stillingsenergi, osv... Vi vil undersøke litt nærmere hva som kan skje i ei elektrisk linje, eller helst i en enkel leder, med full standbølge. Vi behøver da bare å se på én svingning (1Z) da det hele vil gjenta seg.

Figur 18 skulle gi et bilde av det som foregår. I enden av ei åpen linje må strømmen være 0, mens spenninga kan ha et maksimum der. Dermed blir strøm og spenning 90° faseforskjøvet. Vi tenker oss først at midtområdet er ladet opp til positiv spenning og endene til negativ spenning. Da vil det gå en strøm (i) fra positivt ladet område til negativt ladet område slik som vist i tilfelle 1 på figur 18. I tilfelle 2 er strømmen (bevegelsesenergien) maksimal, og samtidig er spenninga (stillingsenergien) lik 0. Tilfelle 3 viser forholdene 1/8 T seinere, og da vil strømmen (elektroner i bevegelse) lade opp områder på lederen, og det blir da igjen spenningsforskjeller mellom områdene

21

9=1, 10 = 2,osv,

-------- strøm (i)-------- Spenning (u).

Fig. 18. Standbølge på en leder.

på lederen. Tilfelle 4 angir forholdene etter enda 1/8 T. Da har elektronene gitt fra seg all bevegelsesenergien og ladet opp områdene

22

maksimalt. Dermed er strømmen i - 0 og spenninga u maksimal, og så begynner det å flyte strøm igjen på grunn av spenningsforskjellene mellom de oppladete områdene. Nok 1/8 T seinere vil forholdene være slik som vist i tilfelle 5, osv.. Vi ser altså av figur 18 at i enkelte øyeblikk, for eksempel tilfelle 2 og 4, kan enten spenninga u eller strømmen i være 0. Da vil også E eller H være 0 like ved lederen. Men tar vi en oppladningsperiode der en har både spenning og strøm, slik som for eksempel i tilfelle 7, så kan det være interessant å se hvordan feltretningene blir. Tidligere kom vi fram til at dersom vi i det hele tatt skulle få utstråling fra en leder, så måtte strømmen i alle fall i enkelte perioder gå mot spenninga. Og i en oppladningsperiode i en standbølge har vz slike forhold.

Fig. 19. Feltretninger under en oppladningsperiode i en standbølge. Når vi da tegner på feltretningene slik som vist på figur 19, så ser vi at Poyntings vektor peker utover fra lederen. Det vil si at vi får utstråling av feltenergi fra en standbølge. En leder med standbølge slik som skissert på figur 18 og figur 19, kan altså virke som ei antenne. Ei antenne er et element som har den egenskapen at den kan overføre energi fra en generator (sender) til fritt rom, og som også er i stand til oppta energi fra et allerede eksisterende elektromagnetisk felt.

23

Rundt en leder med standbølge er det også et radialt elektrisk felt Er (se figur 3). Men dette feltet, sammen med det magnetiske feltet rundt lederen, gir bare energitransport langs lederen, og er derfor her ikke direkte med i utstråling av radiobølger.

Dersom vi nå vil prøve å finne ut hvilken form utstrålingen har, så er det enklest å betrakte bare ett elektron i stedet for å se på hele strømmen (alle elektronene) som svinger fram og tilbake i lederen med frekvensen f.

Når et elektron svinger til den ene sida av en leder, vil vi på motsatt side og like langt fra likevektspunktet få en positiv ladning. En kan derfor betrakte fenomenet som motsatt svingende negative og positive ladninger, slik som skissert på figur 20. På figur 20 tilfelle 1 har en tenkt seg at de to svingende ladningene er midt på lederen og har like stor hastighet i hver sin retning. I dette tilfellet har en ikke noe elektrisk felt E i nærheten av lederen på grunn av at de to ladningene da nøytraliserer hverandre. Litt etterpå, tilfelle 2, har ladningene beveget seg litt fra hverandre, og en får elektriske feltlinjer E fra positiv til negativ ladning.

En ladning i bevegelse er en strøm. Omkring denne strømmen får vi et magnetisk felt med høgregjenget rotering rundt den positive strømretninga eller venstregjenget rotering rundt den negative strømretninga.

For å forenkle forklaringen ytterligere, vil vi her bare følge med noen få feltlinjer.

Når en da følger ladningene videre, så vil de komme ut til endene av lederen, og der stopper de opp. I dette øyeblikket er det ikke noen strøm i lederen, og det magnetiske feltet H like ved lederen er da lik 0. På grunn av spenningsforskjellen vil ladningene trekkes mot hverandre, og en får igjen et magnetisk felt like ved lederen, men dette har motsatt retning av det første magnetiske feltet. Feltlinjene beveger seg samtidig utover i rommet, slik som skissert på figur 20. Vi ser at det

24

Fig. 20. Feltretninger omkring ei antenne. roterende magnetiske feltet, det magnetiske hvirvelfeltet, kan frigjøres fra lederen og går utover i rommet.

Men dette magnetiske feltet H er avhengig av det elektriske feltet E (egentlig avhengig av den elektriske forskyvningen i rommet), og feltene følger hverandre utover i rommet. Når ladningene passerer midten av lederen (tilfelle 5 på figur 20), vil ladningene nøytraliseres, og det elektriske feltet kan "knyttes" sammen slik at vi også får et

25

elektrisk hvirvelfelt som kan frigjøre seg fra lederen.

Akkurat i det den elektriske feltlinja knyttes sammen, har feltlinja sirkulær form, Men det blir sendt ut flere slike hvirvelfelt, og utstrålingen eller bølgene får etter hvert ei anna form slik som vist videre på figur 20, og som også går fram av figur 21.

Det elektromagnetiske feltet brer seg da utover som en bølgebevegelse. Og dersom det ikke er noen endring i det mediet bølgen brer seg i, vil det være et fast forhold mellom det elektriske feltet E og det magnetiske feltet H. Dersom en utvikler formler for E og H i fritt rom (luft eller vakuum), så vil en komme til at forholdet mellom E og H blir 120it .

Vi er naturligvis interessert i hvilken benevning eller dimensjon dette forholdet har, og det kan vi finne ut ved dimensjonsrekning:

altså at:

E — = 120 7i(ohm)(~ 377 ohm) -------------------------- 9 H Fritt rom (luft eller vakuum) vil altså oppføre seg som en impedans på 120tt ohm når det gjelder elektromagnetiske bølger. Men denne impedansen representerer ikke forbruk av energi. Den kan beskrives som en overføringsimpedans eller en karakteristisk impedans. Den viser i grunnen hvilken evne mediet (her fritt rom) har til å oppta elektromagnetisk energi og bringe den videre.

26

Elektrisk felt E Skisse av noen elektriske feltlinjer i et snitt gjennom senterlinja for antenna.

H har her disse retningene.

Magnetisk felt H. Skisse av noen magnetiske feltlinjer i et snitt midt på og på tvers av antenna.

har her disse retningene.

Fig. 21. Bølgeutstråling fra ei antenne.

27

Referanse for utstråling. Referanseantenner

For å finne ut hvor sterk utstråling vi får i forskjellige retninger fra ei antenne, så må vi ha noe å sammenlikne med. Å angi tilført effekt til ei antenne er ikke tilstrekkelig. Tilført effekt sier jo bare hvor mye antenna totalt stråler ut, ikke noe om antenna stråler mer eller mindre i forskjellige retninger. Vi må derfor ha et element å sammenlikne med eller å referere til, ei referanseantenne, når vi skal angi hvor mye utstrålt effekt vi får i ei retning.

Den enkleste referanseantenna er ei isotropisk antenne, det vil si ei antenne som stråler ut like mye i alle retninger. Ei isotropisk antenne er bare ei tenkt antenne, men den er likevel svært hensiktsmessig å bruke på grunn av det enkle iitstrålingsdiagrammet den har. Den stråler som nevnt like mye i alle retninger, og iitstrålingsdiagrammet blir dermed kuleformet.

Effekt pr. Haleenhet: Pj.

Flate: F.

Fig. 22. Utstråling fra ei isotropisk antenne.

Vi tenker oss at vi legger et kuleskall i avstanden r fra ei isotropisk antenne som tilføres effekten P, slik som angitt på figur 22. Avstanden r kan da være avstanden fra sender til mottaker.

28

Vi har fra likning 5:

Pf = Ei • H± Effekten P fordeler seg over kuleflata, og da blir Pf også:

P

Denne formelen kan forøvrig brukes til å finne effekttettheten fra både jordbundne sendere og satellittsendere.

Vi får ved å kombinere de to likningene:

P 4k • r2

Ei '

Her har vi ei likning med både elektrisk feltstyrke og magnetisk feltstyrke. Det er vanlig å bruke elektrisk feltstyrke når en skal angi feltstyrke. Og her kan vi få bort H, ved å bruke likning 9 som sier at Ej/Hj = 120ti, det vil si at H1 = E/120K:

Ei Ei ' -----

1207C

P = ------------ 2

471 • r

som gir:

10

Dersom vi bruker W (Watt) for effekt og m (meter) for avstand, så får vi elektrisk feltstyrke ved avstanden r i V/m (Volt pr. meter). V/m er i de fleste tilfellene en altfor stor benevning, men om vi bruker P i W og r i km, så får Ei dimensjonen mV/m.

29

Vi kan også bruke ei halvbølgeantenne, en halvbølgedipol, som referanseantenne. Dette er ei praktisk antenne, og som kan brukes direkte ved målinger. Dersom vi har en leder, for eksempel en koppertråd eller en kopperstav, som er en halv bølgelengde for frekvensen f, og sender inn på den vekselstrøm med frekvensen f, så har vi ei antenne i resonans. Men spørsmålet blir hvordan vi skal få energi inn på halvbølgeantenna. Vi må jo tilføre effekt til standbølgen for å erstatte den effekten som stråler ut. Vi kunne mate inn energi på flere steder, men det enkleste er i grunnen å mate der det er spenningsminimum, altså midt på halvbølge-dipolen slik som vist på figur 23.

Fig. 23. Halvbølgedipol. I et bestemt øyeblikk har vi -U i den ene enden og +U i den andre enden av dipolen. Dersom vi er et stykke unna dipolen og ser inn på dipolen fra endene, vil + og - oppheve hverandre, og vi får dermed ikke noen utstråling i disse retningene. På tvers av dipolen får vi maksimal utstråling. Utstrålingsdiagrammet et blir noenlunde slik som skissert på figur 24. Sett på tvers av halvbølgedipolen får vi et feltstyrkediagram med form som et 8-tall. Diagrammet blir et rotasjonsdiagram, altså likt i alle snitt gjennom senterlinja for halvbølgedipolen. I horisontalplanet gjennom dipolen får vi dermed også dette diagrammet, og det kalles da horisontaldiagrammet.

30

Horisontal diag ram.

Vertikal diagram.

Fig. 24. Utstråling fra en halvbølgedipol.

I vertikalplanet midt på og på tvers av dipolen får vi et sirkeldiagram, og dette blir da vertikaldiagrammet for halvbølgedipolen. Nederst på figur 24 har en forsøkt å framstille diagrammet i ei perspektivskisse.

Det er vanlig å framstille diagrammene som relative spenningsdiagrammer eller relative feltstyrkediagrammer. Diagrammene gir da et bilde av hvordan feltstyrken kan variere forholdsvis mellom de forskjellige retningene.

En kan også angi diagrammene som relative effektdiagrammer, og da

31

ser en hvordan utstrålt (eller mottatt) effekt kan variere. Dessuten kan diagrammene angis med decibelinndeling (dB), og da er en uavhengig av benevningen. Dersom vi nå sammenlikner ei isotropisk antenne og en halvbølgedipol som begge tilføres effekten P, så må halvbølgedipolen stråle ut forholdsvis mer (og dermed også mindre!) i enkelte retninger enn den isotropiske antenna, slik som vist på figur 25.

Fig. 25. Sammenlikningav utstråling fra en halvbølgedipol og ei isotropisk antenne. I hovedstråleretninga (her på tvers av dipolen) vil en halvbølgedipol ha ei vinning i forhold til ei isotropisk antenne. Og når ei isotropisk antenne i grunnen er ei tenkt antenne, så må vi rekne ut teoretisk hvor stor denne vinninga er. Dersom vi går gjennom denne utrekninga, vil vi etter en del arbeid finne ut at en halvbølgedipol har ei maksimal effektvinning G = 1,64 i forhold til ei isotropisk antenne. Da feltstyrken E er proporsjonal med kvadratroten av effekten P (se for eksempel likning 10), så vil en halvbølgedipol ha ei feltstyrkevinning eller spenningsvinning

32

g = 71,64 =1,28i forhold til ei isotropisk antenne. For ei isotropisk antenne har vi etter likning 10 at feltstyrken E ± = y/3Q P/r . Når så en halvbølgedipol synes å stråle ut 1,64 P

i maksimalretninga sammenliknet med ei isotropisk antenne, vil feltstyrken Ej i hovedstråleretninga fra en halvbølgedipol bli:

1 ____________ Ed = — 730 ■ 1, 64P

11

Som nevnt under utrekninga for isotropisk antenne, får vi feltstyrken E i V/m når P er i W og r i m, og i mV/m når P er i W og r i km. Andre typer antenner, og særlig da sammensatte antenner eller speilantenner, kan ha større vinning. Det skyldes at en med slike antenner kan konsentrere eller samle utstrålingen mer i ønsket retning. Men da kan vi også lage oss feltstyrkeformler for ei vilkårlig antenne bare vi kjenner hvor stor effektvinning G den har i forhold til referanseantenna.

Dersom vi har ei antenne med vinning Gj i forhold til ei isotropisk antenne eller Gd i forhold til en halvbølgedipol, så får vi:

12

eller:

13

Produktet G ■ P kalles utstrålt effekt. Utstrålt effekt angir hvor mye effekt referanseantenna måtte tilføres for å gi samme feltstyrke, og er altså avhengig av både vinning og tilført effekt.

33

Vi ser da at dette er de samme likningene som likningene 10 og 11 dersom vi setter inn utstrålt effekt i stedet for sendereffekt P. En kan nevne at når det gjelder utstråling fra lang- og mellombølgestasjoner (og til dels kortbølgestasjoner), så brukes nok en antennetype som referanseantenne. Da brukes nemlig en kort unipol eller en kort monopol (kort i forhold til bølgelengda) som er ei kort vertikal antenne over ideelt ledende jord,

Feltstyrke referert til en kort monopol er:

E = - 7Gm ■ 10 P r

----------------------------------------- 14

Når det gjelder utstrålt effekt, så brukes på engelsk uttrykket e.r.p. (effective radiated power) når en refererer til en halvbølgedipol. Når en refererer til isotropisk antenne, brukes uttrykket e.i.r.p.(equivalent (effective) isotropic radiated power), og når en refererer til kort unipol eller monopol, brukes betegnelsen e.m.r.p. (effective monopole radiated power). På grunn av at det skaper en god del forvirring å ha så mange referanseantenner, går det internasjonalt mer og mer i retning av å bruke isotropisk antenne som referanse, men på grunn av praktiske forhold vil det neppe skje en fullstendig overgang. Og vi må huske på at når en refererer til ei isotropisk antenne, så får vi 1,64 større effektvinning eller ca. 2 dB (2,15 dB) mer vinning enn om vi refererer til en halvbølgedipol. Grovt kan en si at når det gjelder antenner som er bygd opp av dipoler, så benyttes halvbølgedipolen som referanse. Ellers, som for eksempel ved speilantenner, refereres til isotropisk antenne. Men hvilken referanseantenne som brukes, kan variere fra land til land.

34

Polarisasjon

Et begrep som ofte brukes når det gjelder elektromagnetiske bølger, er polarisasjon. Polarisasjonen har en valgt å binde til den elektriske feltretninga, og resultatet blir at nar vi bruker en leder som antenne, så er horisontalt stående antenne horisontalt polarisert, og vertikalt stående antenne vertikalt polarisert. Grunnen til at det er nødvendig å vite hvordan polarisasjonen er, er at senderantenne og mottakerantenne helst bør ha samme polarisasjon. Dersom en prøver å motta et horisontalt polarisert felt med vertikalpolarisert antenne, så vil en ofte få dårlig resultat.

Det brukes også sirkulær polarisering, det vil si at polarisasjonen er lik i alle retninger. Men polarisasjonen vil da rotere, og kan dermed være høgreroterende eller venstreroterende. Senderantenne og mottakerantenne bør også her benytte samme polarisasjonsretning.

Transmisjonsarter

Nå vil vi se på hvordan radiobølgene brer seg utover fra ei praktisk antenne. Hittil har vi jo bare sett på hvordan bølgene brer seg fra ei antenne som er plassert i fritt rom, og da går bølgene i rette linjer ut fra antenna. Ei praktisk antenne må i de fleste tilfellene plasseres svært nær jorda, og da vil jorda og det som er på den, påvirke utbredelsen. Land og sjø, fjell og daler, atmosfæren rundt jorda og ionosfæren over jorda er ting vi må ta hensyn til. En har også elektriske utladninger (lyn) spesielt i tropiske strøk, og dessuten har en kosmisk stråling (stråling fra verdensrommet), og dette forårsaker forstyrrelser (støy) for radiosamband.

35

Fig. 26. Utstråling fra ei antenne over jamn (flat) jord. Figur 26 er ei skisse over hvordan utstrålingen kan være fra ei antenne som står i nærheten av jorda. Vi kan dele opp utstrålingen i typer eller arter, og da kan vi rekne med to hovedtyper, jordbølgen og rombølgen.

På grunn av at jorda er delvis ledende, vil noe av utstrålingen gå langs jordoverflata. Denne utstrålingen kalles for jordbølgen, og den er sterkt avhengig av de elektriske forholdene i jordoverflata. Jorda er som nevnt bare delvis ledende, og da ledningsevnen og solflekktall R12. På figur 37 er gjengitt en kurve som viser noenlunde forholdet mellom utjamnet solflekktall og solindeksen.

Figur 38 viser en del signalveger vi kan ha fra en sender A. Som nevnt er refleksjon fra ionosfæren avhengig av innfallsvinkelen. Jo brattere strålen fra senderen går opp mot ionosfæren, jo vanskeligere blir det å få refleksjon. I tillegg er dette avhengig av frekvensen, og det blir vanskeligere å få refleksjon jo høgre frekvensen er. Ved en bestemt frekvens vil stråle 2 gå for bratt opp mot ionosfæren til å kunne gi refleksjon. Stråle 3 har ei retning som akkurat gir refleksjon. Dermed blir B det nærmeste punktet vi kan nå via ionosfæren med denne frekvensen. Jordbølgen (stråle 1) vil dekke et stykke ut fra stasjonen. Dersom jord-

54

Fig. 38. Signalveger ved transmisjon via ionosfæren. bølgedekningen ikke rekker ut til der ionosfæredekningen begynner, får vi en dødsone (silent area, silent = stille). Dersom dekningene overlapper hverandre, får vi en interferenssone eller fading-sone (fade = falme, svinne bort).

Strålene 4 og 5 viser hvordan forholdene kan være ved låge elevasjonsvinkler. Signalstyrke

i

avstanden

x

fra

sender.

Direkte signal. ( jordbølge ) Ionosfærisk reflektert signal.

co

Støy

Avstand

fra

x km sender.

Her

kan

signalene

forstyrre

fra

sender.

hverandre.

Dødsone

Fig. 39. Fading-sone og dødsone.

55

Figur 39 er feltstyrkeskisser som viser hvordan fadingsoner og dødsoner kan oppstå.

Den frekvensen som brukes i figur 38, er den høgste frekvensen som kan brukes for sending til punktet B. En slik grensefrekvens kalles MBF (maksimal brukbar frekvens), men som oftest brukes den engelske betegnelsen MUF (Maximum Usable Frequency). MUF er avhengig av:

solflekktall, årstid, tid i døgnet, avstand. En kan naturligvis bruke lågere frekvenser for sending fra A til B. For lågere frekvenser kan det som nevnt være lettere å oppnå ionosfærisk refleksjon. Men det er ofte gunstig å bruke så høg frekvens som mulig fordi det er mindre støy der.

Fig. 40. Frekvensvarsel for samband Rogaland radio - Vest-Afrika. September 1971. (Solflekktall 61).

56

Figur 40 viser forutsagte døgnvariasjoner for MUF for samband mellom Rogaland radio og Vest-Afrika for september 1971. Solflekktallet blei forutsagt til å bli 61. En har også tatt med kurven for den optimale eller den beste arbeidsfrekvensen. Beste arbeidsfrekvens heter på fransk "Fréquence Optimum de travail", forkortet FOT, og det er den franske betegnelsen som blir brukt i dette tilfellet. Den beste arbeidsfrekvensen ligger ca. 15% under MUF, det vil si at FOT ~ 0,85 MUF.

Den lågeste brukbare frekvensen, LUF (Lowest Usable Frequency), er bestemt av støynivået på mottakerstedet i forhold til nyttig signalnivå. LUF er også avhengig av at ionosfæren suger opp eller absorberer en del av radiobølgene. Denne absorpsjonen er størst midt på dagen når sola står høgt.

Solflekktallet for varslet i figur 40 er 61, og 11 år etterpå, altså i september 1982, skulle varslet ventes å være omtrent det samme.

Det er flere steder der det ikke er mulig å få samband med Rogaland radio til alle døgnets tider. Dette skyldes at ionosfæreforholdene varierer sterkt med hvor sola står i forhold til forskjellige steder på jorda. Når en skal rekke mer enn 3000 - 3500 km, må en gå over flere hopp, og da blir en avhengig av å ha gode ionosfæreforhold flere steder. Dårlige forhold i et ionosfærerefleksjonspunkt kan blokkere hele sambandet. Særlig kan en få vansker med E-laget som av og til kan være så sterkt at det hindrer radiobølgene å komme opp til F-laget som i de fleste tilfellene gir best fjernforbindelse. En må dessuten være oppmerksom på at MUF ikke er en helt eksakt størrelse, men en gjennomsnittsverdi. Derfor kan det hende at en får bra samband på frekvenser over bereknet MUF.

E-laget kan også brukes i ionosfæresamband. På grunn av at E-laget ligger lågere enn F-laget, må en ha flere hopp, noe som gir ekstra dempning. Men i retninger der refleksjonspunktene på jorda faller i havområder, kan en få ganske stor rekkevidde. Sjøl om frekvensvarslene er ei god rettesnor, kan det inntreffe

57

uforutsette forstyrrelser på grunn av spesielle utbrudd på sola. Disse utbruddene kan være så kraftige at vi får magnetiske stormer som hvirvler opp ionosfæren, og ionosfæretransmisjon kan da bli blokkert i flere timer (blackout). En enkel metode for å prøve radioforholdene, er å lytte på den stasjonen en vil ha samband med, eller lytte på stasjoner som ligger i nærheten av denne stasjonen. Disse stasjonene må ligge i det frekvensområdet en har tenkt å bruke.

Fordi ionosfæren ikke er helt lik i alle retninger, kan vi enkelte ganger få samband bare en veg. Det vil si at vi kan høre en stasjon, men de kan ikke høre oss. Under slike forhold bør en prøve å gå over til et annet frekvensområde. Frekvensvarslet på figur 40 gjelder for den korteste vegen mellom sender og mottaker (short route). Men når forholdene er slik at denne vegen ikke kan brukes, kan det hende at vi likevel kan få forbindelse med den strålen som har gått mer enn en halv gang rundt jorda (long route). I andre tilfeller kan signalene komme inn begge vegene, og da får vi fading og ekko.

Fig. 41. Forstyrrelser fra nordlys sonen

58

Et asimutkart er et kart som gir riktig retning (asimut) fra senderstedet til forskjellige steder på jorda. Det motsatte punktet på jorda, antipoden, blir da trukket ut til en sirkel.

Et asimutkart for Rogaland radio er skissert på figur 41. I enkelte sektorer kan det bli vanskelig å få opprettet samband på grunn av nordlyssonen (aurorasonen) som ligger omkring den magnetiske nordpolen og rekker helt ned mot Nord-Norge. Fordi Rogaland radio ligger forholdsvis nær nordlyssonen, er det flere sektorer som blir forstyrret. Dette gjelder først og fremst samband som går langs kanten av nordlyssonen. Deretter kommer samband som går gjennom nordlyssonen. En kan også merke forstyrrelsene i andre sektorer, slik som angitt på figur 41. Når en kommer til VHF (30 MHz - 300 MHz), vil betydningen av ionosfæretransmisjon avta. I dette bandet vil ionosfæretransmisjon for det meste forekomme under spesielle forhold, og vil derfor kunne gi forstyrrelser for normale samband. Det er særlig sporadisk E-lag, et ekstra E-lag som kan dannes spesielt om sommeren, som skaper vanskeligheter. Transmisjon via sporadisk E-lag kan en da få om sommeren på frekvenser opp til 50 - 60 MHz, og av og til helt opp til 90 - 100 MHz. Rekkevidden kan vanligvis bli fra 500 km til 2000 km. Sporadisk E-lag kan, som andre ionosfærelag, ha hurtige og sterke variasjoner. Transmisjon via sporadisk E-lag kan derfor variere sterkt i løpet av minutter, og er derfor lett å skille fra troposfserisk avbøyd bølge som en også kan ha ved disse frekvensene, men som er langt mer stabil.

Innvirkning av refleksjoner

Når radiobølgene treffer jorda (eller ting på jorda, som bygninger, fjell, trær, etc,), vil vi få refleksjoner. På grunn av at jorda ikke er ideelt ledende, vil en del av energien trenge inn i jorda og tas opp (absorberes) der, slik at vi får tap. Tapet er avhengig av hvor langt bølgene kan trenge inn i jorda. Inntrengningsdybden avtar med økende frekvens, slik at vi får sterkest refleksjon ved høge frekvenser. Dersom vi har store flater (for eksempel sjø, flat jord eller jamnt skrånende fjellsider) mellom sender og mottaker, kan vi få sterke og ofte svært plagsomme refleksjoner.

Fig. 42. Feltsyrkevariasjoner ved sjørefleksjoner. På figur 42 er skissert hvordan forholdene kan være ved refleksjon fra ei flate. På grunn av at de to bølgene går forskjellige veger, blir det en faseforskjell mellom direkte felt og reflektert felt. Bølgene bruker jo forskjellig tid for å komme fram til mottakerpunktet.

Elektromagnetiske bølger i fritt rom (luft eller vakuum) går med lyshastigheten, 300 000 km/sekund (3-108 m/sek). Bølgelengda X (=360°) i fritt rom blir da (se likning 7):

60

3 • 108 , x 300 , , —------- ( m ) = --- ------- ( m) * ( Hz )

16

*( MHz )

Når vi så rekner ut hvor stor vegforskjellen eller gangforskjellen mellom de to bølgene er, kan vi finne hvor mange grader faseforskjellen er:

gangforskjell.3 6 0 o

17

Når faseforskjellen er kjent, kan de to feltstyrkene summeres.

b.

Fig. 43. Summering av to vekselspenninger. På figur 43a er vist hvordan to sinussvingninger, for eksempel to vekselspenninger eller to feltstyrker, kan summeres. Men dette er en tungvint metode, og det er enklere å benytte summering av vektorer eller visere, slik som vist på figur 43b. Lengda av vektorene er lik amplitudeverdiene eller maksimalverdiene for svingningene, og vinkelen mellom dem er lik faseforskjellen.

Som skissert på figur 42 vil vi få maksima og minima i den resulterende mottatte feltstyrken når høgda av mottakerantenna varieres. Men her blir det en forskjell på vertikal og horisontal polarisasjon. Det er viktig å være klar over denne forskjellen, særlig når vi seinere skal se på antenner. Vi vil derfor se litt nærmere på forholdene i en refleksjon.

61

Når en har refleksjon, ser det fra mottakerstedet ut som om senderantenna speiler seg i refleksjonspunktet slik som skissert på figur 44.

Fig. 44. Refleksjon ved horisontal og vertikal polarisasjon. Dersom vi har horisontal polarisasjon (figur 44a), vil antenna og speilbildet av antenna gi samme elektriske feltretning E. I refleksjonspunktet har vi refleksjon mot tyngre medium og dermed 180° fasev ending. Dersom mottakerpunktet er plassert helt nede ved refleksjonsflata, vil vi ikke få gangforskjell, men bare 180° faseforskjell fra refleksjonen. De to bølgene er da i motfase, og dersom en hadde ideell refleksjon, ville den resulterende feltstyrken Er bli lik 0. I praksis er ikke refleksjonen ideell, men vi får et minimum i resulterende feltstyrke når mottakerantenna er helt nede ved refleksjonsflata. Ved vertikal polarisasjon (figur 44b) får vi også fasevending i refleksjonspunktet, men nå vil speilbildet av antenna dessuten få ei elektrisk feltretning som er omvendt (180°) i forhold til antenna. Dermed vil reflektert bølge få 360° fasetillegg. Dette betyr at direkte og reflektert bølge er i medfase nede ved refleksjonsflata. Men forholdene i praksis er ikke fullt så enkle. Det viser seg at ved små vinkler inn mot refleksjonsflata (innfallsvinkler opp mot 90°), under det en kaller for Brewsters vinkel, vil ikke refleksjonen ikke gi full fasevending. Det vil bli for mye å komme inn på dette her, men

62

resultatet blir at vi får et minimum nede ved refleksjonsflata når bølgene kommer inn med innfallsvinkler opp mot 90°. Ved mindre innfallsvinkler vil vi få maksimum ved refleksjonsflata, og feltstyrkevariasjonene blir da motsatt av det vi har ved horisontal polarisasjon.

Refleksjon kan en få ved alle frekvenser, og en kan ha nytte av refleksjonene når en plasserer ei antenne over godt ledende jord. Men som oftest gir refleksjoner fra terrenget store problemer, særlig fra og med VHF og oppover.

Fresnels soner

Det er ikke bare refleksjoner som kan gi store variasjoner i feltstyrkeverdiene.

Vi har hittil sett på radiobølger som om de går langs ei rett linje mellom sender og mottaker, eller langs ei linje som brytes i et refleksjonspunkt, og dette har gitt oss tilfredsstillende resultater til nå. Men det er klart at det i praksis er umulig å transportere energi langs ei linje, for energitettheten langs ei linje ville bli uendelig stor. Mesteparten av energien går nok i nærheten av linja sender-mottaker, men det går også energi lenger ut der tettheten avtar sterkt slik som skissert på figur 45.

Etter Huygens prinsipp (Christiaan Huygens, Nederland, 1629 - 1695, grunnla teorien om at lyset er en bølgebevegelse) er hvert punkt på en bølgefront et utgangspunkt for en delbølge. Delbølgene fra hvert av punktene i bølgefronten setter seg sammen til en ny bølgefront, osv.. Dersom vi da ser på et snitt ute i bølgefeltet, kan vi tenke oss at noe av den bølgeenergien som stråler ut i forskjellige retninger fra senderantenna, kan avbøyes inn mot mottakerstedet. Vi kan etter dette få uendelig mange transmisjonsveger mellom sender og mottaker.

63

Delbølger

Pj, effeki pn fVaieervhet sett ra- rnottakerpu.n.lttet M

Fig. 45. Signalveger mellom sender og mottaker.

En slik avbøyd transmisjonsveg kan sammenliknes med den transmisjonsvegen vi får ved en refleksjon, men med den viktige forskjellen at det blir ikke faseendring i et avbøyningspunkt. Men en får naturligvis gangforskjell og dermed faseforskjell mellom bølgene langs de forskjellige transmisjonsvegene, og dette vil vi se nærmere på.

Fig. 46. Figur til forklaring av Fresnel-soner.

Figur 46 er ei skisse der det er vist noen transmisjonsveger med jamt økende gangforskjell, slik at: r2 = ty + Ar, r3 = r2 + Ar osv. (men r} = r +Ar/2 !). Transmisjonsvegene rp r2, r3, osv. lar vi være de gjennomsnittlige transmisjonsvegene for sirkelflatene eller sirkelringene

64

Fp F2, F3, osv. i et valgt snitt et sted mellom sender og mottaker. Ved små vinkelforskjeller mellom transmisjonsvegene vil vi få noenlunde jamt økende radier for sirkelflatene. Dermed ser vi at flateinnholdet av sirkelflatene eller sirkelringene øker sterkt med økende gangforskjell, men samtidig vil effekttettheten avta (se figur 45). Når vi da vil finne ut hvor store feltstyrkebidrag vi får ved mottakeren fra hver av disse sirkelringene, så blir de omtrent like store, og bare svakt avtakende. Nå kunne vi foreta en vektorsummering av disse bidragene, og få et diagram eller ei framstilling over hvordan feltstyrken kan variere i mottakerpunktet. Vi kunne gå fram på den måten at vi først satte en hel skjerm mellom sender og mottaker. Så begynner vi med et sirkulært hull så stort som Fj rundt linja sender-mottaker og tegner opp feltstyrkebidraget fra Fj i mottakerpunktet. Vi kunne tenke oss at vi hadde en irisblender av samme type som i enkelte fotoapparater. Så kunne vi øke blenderen til og med F2, tegne opp feltstyrkebidraget fra F2, osv..

Men vi vil gå fram på en litt annen måte. Dersom vi har en senderstasjon plassert et sted på jorda, og vi betrakter den et stykke unna, så ser det ut som omtrent halvparten av rommet framfor oss er fritt rom, og den andre halvparten er skåret bort av jorda. Dersom vi da deler skjermen vi har plassert mellom sender og mottaker, horisontalt ved linja sender-mottaker, vil vi få resultater som lettere samsvarer med forholdene i praksis. Men da må vi bruke en åpning som tilsvarer en "halv irisblender". Vi begynner først med den øverste halvparten. Effekten fra Fj (= effekttettheten i Fj • flata Fj) referert til transmisjonsvegen Tj vil i mottakerpunktet gi feltstyrkebidraget EP I forhold til linja sendermottaker, r, vil denne feltstyrkevektoren få gangforskjellen Ar/2 som gir vinkelforskjellen Av/2. Dette er skissert på figur 47.

På figur 47 er også vist bidraget E2 fra flata F2, bidraget E3 fra flata F3, osv.. Gangforskjellene mellom Ej og E2, mellom E2 og E3, osv., blir Ar som gir faseforskjellen Av. På grunn av at bidragene er omtrent like store (avtar svakt), får vi et sirkelformet vektordiagram som ender i punktet P som tilsvarer at blenderåpningen har gått mot uendelig, noe som i grunnen betyr at vi har tatt bort øverste halvpart av skjermen.

65

Fig. 47. Fresnel-kurver for sirkulære hindringer. Dersom vi for eksempel vil se hvor stort resulterende feltstyrkebidrag vi får på mottakerstedet ved å øke halvblenderen til og med F3, så blir vektorene Ej 23 = vektorene E; +E2 + E3 . Men når vi kommer så langt ut at faseforskjellen blir 180°, får vi maksimal resulterende feltstyrke ved mottakeren. Og avstanden fra linja sender-mottaker og ut til der gangforskjellen er 180°, kalles første Fresnel-sone (uttales frenell-sone). Augustin Jean Fresnel levde i Frankrike fra 1788 til 1827,

66

og brukte dette resonnementet elektromagnetisk bølger, se side 3).

på

lysbølger

(som

også

er

Når vi kommer til der faseforskjellen er 360°, får vi et feltstyrkeminimum ved mottakeren. Området mellom 1. Fresnel-sone og ut til der faseforskjellen er 360°, kalles 2. Fresnel-sone, osv..

Dersom vi nå ser på nederste halvpart av rommet og går fram på samme måte, vil vi få samme vektordiagram, men med motsatt dreieretning, under linja sender-mottaker. Og dersom vi videre tenker oss at vi tar finere oppdeling av sirkelflatene, så vil vektorene minke sammen med gangforskjellene. Resultatet blir et jamnere vektordiagram, og dersom vi går til uendelig fin oppdeling, så vil vi få et jamnt spiraldiagram noenlunde slik som vist øverst til høgre på figur 47. Dette diagrammet er til liten nytte dersom en ikke kjenner en størrelse som det kan sammenliknes med. Men her er det en størrelse som er kjent, nemlig avstanden mellom uendelighetspunktene, det vil si nar skjermen er tatt bort. Denne avstanden tilsvarer frittromsfeltstyrken Eo.

Eo = 5,5 Vp/rnår vi refererer til ei isotropisk antenne, og Eo = 7 VP/r når vi refererer til en halvbølgedipol. Når vi har en sirkelåpning lik 1. Fresnel-sone, får vi en feltstyrke på omtrent 2 Eo i mottakerpunktet. Nederst på figur 47 er skissert hvordan størrelsen av mottatt feltstyrke varierer med antall Fresnelsoner. Denne kurven (heltrukket kurve) er avledet av spiraldiagrammet øverst til høgre på figuren. Men dersom vi lar øverste halvpart av rommet væere fritt, og lar nederste halvpart av rommet ha varierende halvsirkulær hindring, vil feltstyrkeverdiene variere mellom 3 EJ2 og Eo/2 (prikket kurve).

67

Fig. 48. Virkning av Fresnel-soner.

Et praktisk eksempel kan belyse hvilken betydning Fresnel-sonene kan ha. På figur 48 til venstre er skissert hvordan forholdene kan være når vi har en senderstasjon i enden av en U-dal. Når vi har en slik avstand til senderstasjonen at akkurat 1. Fresnel-sone er fri, kan en måle omtrent 1,5 Eo. Men dersom en kjører nærmere stasjonen, for eksempel slik at akkurat 2. Fresnel-sone er fri, kan en få bare 0,5 Eo, slik som skissert til høgre på figur 48. Når en i tillegg kan ha refleksjoner fra fjellsidene, fra elver, flater eller vatn i dalbotnen, så skjønner vi at en kan få svært store variasjoner i feltstyrken i slikt terreng. Den mest vanlige hindringa i naturen er likevel en fjellrygg eller ei tilnærmet knivsegghindring. Og når vi starter med ei knivsegghindring ved linja sender-mottaker og flytter den vertikalt i små trinn, så blir forholdene noe mer komplisert enn ved ei sirkulær hindring. Lengda på feltstyrkevektorene vil nå avta en god del med økende gangforskjell. Resultatet blir at vi nå får en vektorkurve slik som vist øverst på figur 49 (Cornu-spiral). Der ser vi forresten at feltstyrken får et maksimum før faseforskjellen er 180°.

68

Fig. 49. Feltstyrkevariasjoner ved ei knivsegg hindring.

Nederst på figur 49 er vist hvordan feltstyrken kan variere i mottakerpunktet nå vi har ei knivsegghindring. Feltstyrkekurven er avledet av vektorkurven (Cornu-spiralen).

69

Fig. 50. Skisser for å berekne 1. Fresnel-soneklaring.

Figur 50 er ei skisse for å berekne klaringen til 1. Fresnel-sone, hp Dersom vi ser på forholdene svært nær sender eller mottaker, så blir strålene til eller fra den andre sida så å si parallelle. Dermed får vi:

18

Når en ikke er altfor nær sender eller mottaker (i forhold til bølgelengda), og heller ikke for langt unna, så forenkles formelen til:

h"

- JXr, o --------------------------------------------------------- 19

70

For de midlere avstandene mellom sender og mottaker blir formelen (tilnærmet):

x -ri 'r2

20

Dersom vi vil undersøke hvordan klaringene må være for at 1. Fresnelsone skal være fri, så får vi en ellipse der sender og mottaker ligger i brennpunktene. Dette er skissert på figur 51, og der er også angitt noenlunde bruksområdene for formlene.

L-3A.

Fig. 51. Ellipse for 1. Fresnel-sone. En kan merke virkningen av Fresnel-sonene ved alle frekvenser, men det er som oftest fra VHF og oppover at en kan ta hensyn til virkningen ved planlegging av et samband. For eksempel ved planlegging av et radiolinjesamband der en som oftest arbeider i frekvensområder over 1 GHz, prøver en å legge stasjonene slik at minst første Fresnel-sone er fri. Dersom frekvensen er 1,5 GHz (X = 0,2 m) og hindringa ligger midt i ei hopplengde på 20 km, får vi at klaringen bør være:

0,2-

10000 • 10000 20000

31 , 6 m

71

Fig. 52. Feltstyrke ved forskjellige klaringer. På figur 52 er gjengitt hvordan forholdene kan være ved forskjellige Fresnel-soneklaringer. Et interessant tilfelle er når en er så langt unna senderen at landskapet skjærer bort omtrent halvparten av rommet. Da får en at feltstyrken blir omtrent halvparten av fri ttromsfelt styrken, E„. Da kan en bruke formlene:

E0

2

21

72

eller:

22

etter som en refererer til isotropisk antenne eller halvbølgedipol. Frittromsformelen kan dermed brukes bare i nærheten av senderen der linja sender-mottaker ligger godt over terrenget. Lenger unna kan en da bruke halvparten av frittromsfeltstyrken, men når en kommer langt unna senderen, begynner tap og andre ting å bli avgjørende slik at der blir feltstyrken enda mindre. Refleksjoner, Fresnel-soner og tap kan ha stor innvirkning ved VHF og UHF. Dessuten vil høgda på senderantenna være viktig for disse frekvensområdene. Alt dette kan det være vanskelig å ta hensyn til ved berekninger, og derfor er det laget feltstyrkekurver som er basert på gjennomsnittsverdiene av mange målinger i forskjellig terreng.

Feltstyrkekurvene for VHF og UHF på figur 53 og figur 54 er referert til 1 kW e.r.p.. Senderantennehøgda h er satt til den høgda som antennemidtpunktet har over gjennomsnittlig terreng mellom 3 og 15 km. Når en kommer til 1 GHz og videre oppover i frekvens, berekner en ofte mottan effekt i stedet for feltstyrke ved mottakerpunktet. Denne berekningen er ikke fullt så enkel som feltstyrkeberekning, men også her kan det hele forenkles ved å bruke kurver. Figur 55 og figur 56 viser kurver for dempning mellom to isotropiske antenner (avstandsdempning) i fritt rom i dB. Dersom vi nå skal berekne hvor stor effekt vi får inn på mottakeren, altså ut fra antennekabelen, kan vi først ta sendereffekten for eksempel i dB over 1 milliwatt (1 mW), ( størrelsen kalles da ofte dBm), legge til vinninga for senderantenna Gs (dB) og vinninga for mottakerantenna Gm (dB), og så trekke fra frittromsdempningen mellom antennene K (dB) (se figur 55) og dessuten trekke fra tap i sender- og mottakerantennekabler k (dB):

73

CCIR

Field strength (dB rei.

1

p.V/m)

Rec. 370-1

Figure 1 Field-strength (dB rei. 1 u-V/m) for 1 kW e.r.p.

Frequency: 30-250 MHz (Bands I, II and III); Land and North Sea; 50% of the time; 50% of the locations; h2 = 10 m.

---------------------------Free space

Fig. 53. Feltstyrkekurver for VHF.

74

OCIR

Field strength (dB rei.

1

p.V/m)

Rec. 370-1

Linear scale

Logarithmic scale Distance (km)

Figure 9 Field-strength (dB rei. 1

for 1 klV e.r.p.

Frequency: 450-1000 MHz (Bands IV and V); Land; 50% of the time; 50% of the locations ; h2 = 10 m; AA = 50 m.

______________

Free space

Fig. 54. Feltstyrkekurverfor UHF.

75

Fig. 55. Dempning mellom isotropiske antenner.

76

Kab

Fig. 56. Dempning mellom isotropiske antenner.

77

Pm(dBm) = Ps(dBm) + Gs(dB) + Gm(dB) — K(dB) — k(dB) - 23 Dersom sendereffekten er 5 W (37 dB/mW, se tabellen figur 30), vinning av både sender- og mottakerantenne 40 dB, kabeltap (eller bølgeledertap) er 2 dB både ved sender og mottaker, frekvensen er 7 GHz og avstanden mellom sender og mottaker er 60 km, så får vi:

Pm = 37dbm + 40dB + 40dB-145-4dB = -32dBm Etter tabellen på figur 30 er -32 dBm = -2 dBm - 30 dB = 0,63-10’3 mW = 0,63 p.W (= 0,63-10'6 W).

Av U = RI og P = Ul får vi at:

u = Vp • R

24

-32 dBm betyr da at vi over for eksempel over 50 ohm får spenninga:

U50 = 7o. 63 • 10"6 • 50 = 5, 6 • 10“3 V = 5,6 mV I mange tilfeller bør en ta hensyn til flere ting når det gjelder feltberekninger, slik som vinning eller tap på grunn av Fresnel-soner, innvirkning av refleksjoner, spredningstap, etc.. Når en kommer opp i frekvenser over 1 - 2 GHz, så begynner radiobølgene mer og mer å likne på lysbølger, og en begynner da å få merkbare tap på grunn av regn og tåke. I tillegg begynner en da å merke tapene på grunn av fuktighet (H2O) og oksygen (surstoff O2) i atmosfæren. Dette er vist på figur 57. Uten å gå nærmere inn på detaljene, så bør en legge merke til at en får resonanser ved enkelte frekvenser i vanndamp (H2O) og oksygen (O2),

78

Fig. 57. Dempning på grunn av regn, tåke, fuktighet og oksygen.

79

Satellittkommunikasjon

Fig. 58. Prinsippskisse for satellittkommunikasjon.

Figur 58 er ei prinsippskisse for satellittkommunikasjon. Satellittene som da benyttes, er som oftest geostasjonære (men

80

navigasjonssatellitter er ofte lågbanesatellitter). Når en satellitt er plassert i en bane 35 786,04 km over ekvator, så vil den bruke akkurat et døgn på et omløp. Dersom satellitten i tillegg har samme omløpsretning som jorda, altså fra vest mot øst, så står satellitten stille i forhold til jorda (geostasjonær). Antennene på jorda kan da rettes mot et fast punkt på himmelen, og en kan dermed slippe å ha automatisk styring av antennene.

Styring av antennene kan likevel bli nødvendig dersom antennene har så stor vinning og dermed så smalt diagram at posisjonstoleransene for satellitten blir for store. Ved stor vinning kan også avbøyningen i atmosfæren bli et problem, og det kan da bli nødvendig med automatisk styring for å unngå store variasjoner i mottatt signal. Når en skal sende gjennom ionosfæren, må en passe på at frekvensen ligger over grensefrekvensen for refleksjon fra ionosfæren. Ellers vil jo bølgene reflekteres. Derfor vil frekvenser under VHF være lite egnet for slike sendinger. Men sjøl om en er over grensefrekvensen, kan en likevel få dempning gjennom ionosfæren i og med at noe effekt kan absorberes i ionosfæren. Dessuten kan en få vanskeligheter med ujamnheter i ionosfæren. Slike vanskeligheter avtar fra VHF og oppover, og over 6 - 8 GHz er problemene så små at en kan se bort fra dem. Ofte brukes derfor ekstra høge frekvenser for sending til og fra satellitt. En må ha styring og kontroll av antennene i satellitten. Særlig når det gjelder kringkastingssatellitter, er det satt strenge krav til innstillingsnøyaktigheten. Derfor må det være en stasjon som kontrollerer sendingene og som kan gi styringsimpulser når det er nødvendig med justeringer.

Når vi skal berekne mottatt signal fra en satellitt, kan vi bruke liknende berekning som i likning 23. Men nå må en ta hensyn til at signalene i de fleste tilfellene må gå på skrå gjennom atmosfæren. På figur 59 er vist hvordan dempningen kan bli når vi sender horisontalt eller vertikalt en gang gjennom en helt klar atmosfære. Det blir større dempning ved horisontal sending enn ved vertikal sending fordi bølgene da får lenger veg gjennom atmosfæren. Når bølgene går

81

Theoretical one-way attenuation for vertical and horisontal paths through the atmosphere (calculated using the United States' standard atmosphere for July at 45° N latitude}. Solid curves are for a moderately humid atmosphere, dashed curves for vertical attenuation represent the Hmitsfor 0 and 100 % relative humidity

A: Limits of uncertainty B: Limits of uncertainty

H: Horizontal V: Vertical

Fig. 59. Dempning horisontalt (H) og vertikalt (V) gjennom klar atmosfære.

på skrå gjennom luftlagene, blir dempningen et sted mellom de to ytterpunktene avhengig av elevasjonsvinkelen (vinkelen mellom flat jord og retninga til satellitten).

82

Dempning gjennom atmosfæren kan skyldes andre ting enn oksygen og normal fuktighet. Regn, og særlig da sterke regnbyger, kan gi svært stor dempning og kan forårsake avbrudd i sambandet. Våt snø skaper også vansker, særlig fordi den legger seg på antennene, men tørr snø ser ikke ut til å være noe stort problem på frekvenser opp til 20 - 30 GHz. Signaler fra satellitter kan også brukes til navigering, for eksempel i skip og fly. Ved slike systemer kan en få svært nøyaktig posisjonsbestemmelse. Når det gjelder navigasjon, vises ellers til avsnittet om radionavigasjon seinere i boka.

Det er en ting som må nevnes når det gjelder berekning av signalstyrke fra satellittstasjoner og andre radiostasjoner. Når en skal berekne utstrålt effekt fra antennene, må en huske å ta hensyn til tapene i overføringsledningene (mateledningene) fra senderne til antennene. Tap i mateledninger (kabler eller bølgeledere) er angitt i brosjyrer, men en må også huske på at en får tap på grunn av mistilpasning. Som oftest får en best resultat når tilledningene er så korte som mulig.

ANTENNER

Dipoler

Vi har allerede sett på ei praktisk antenne i samband med bølgeutbredelse, nemlig en halvbølgedipol. Men nå vil vi gå nærmere inn på denne antennetypen.

83

Fig. 60. Enkel halvbølgedipol og foldet halvbølgedipol. På figur 60a er skissert en enkel halvbølgedipol. Dette antenneelementet brukes ofte som grunnelement i sammensatte antenner.

Den energien som stråler ut fra standbølgen på en halvbølgedipol, kan erstattes med å tilføre effekt midt på strømbuken i standbølgen (der spenninga er minst). Ei antenne som stråler ut energi, vil derfor oppføre seg som en belastningsmotstand eller belastningsimpedans for generatoren (senderen) som leverer tilført effekt P. Denne motstanden eller impedansen kaller en for strålingsmotstanden Ro eller strålingsimpedansen Zo. Vi må huske på at dette ikke er en impedans som forbruker effekt. Den er bare et bilde av hvordan antenna er i stand til å oppta energi fra senderen og stråle den ut i rommet som elektromagnetisk feltenergi. Vi kunne da like godt kalle den for en overføringsimpedans eller karakteristisk impedans. En enkel halvbølgedipol har en strålingsmotstand på:

ROd = 73, 2 ohm ------------------------------------------- 24 I og med at vi her bruker lengder (bølgelengder og halvbølgelengder), så refererer vi også til resonansfrekvensen/for disse lengdene. Men vi rekner også med at en dipol har en viss bandbredde, det vil si et frekvensområde omkring resonansfrekvensen der impedans og diagram ikke endres mer enn at dipolen kan brukes med tilfredsstillende resultat.

84

Når vi bruker en halvbølgedipol som mottakerantenne, så tar den opp effekt fra ei flate på tvers av stråleretninga. Denne flata er ikke skarpt avgrenset, men dersom en likevel rekner med at halvbølgedipolen tar opp all effekten fra et areal i feltet, så blir størrelsen på et slikt effektivt areal omtrent:

X2 Feff = Å./4 • X/2 = — --------------------------------------- 25 o På figur 60b er vist en foldet halvbølgedipol. Den består i grunnen av to enkle halvbølgedipoler som er plassert ved sida av hverandre og bundet sammen i endene. Matningspunktet er midt på den ene dipolen. Dipolstavene ligger så nær hverandre at det effektive arealet blir omtrent det samme som for en enkel dipol. Det vil si at en foldet dipol tar opp omtrent like mye effekt som en enkel dipol. Men spenning og strøm blir indusert fra feltet til begge stavene. Når en da prøver å få spenning ut fra matepunktet på en av stavene, så vil den andre staven også gi bidrag til denne spenninga. Resultatet blir at vi får dobbelt så stor spenning fra en foldet dipol som fra en enkel dipol. Da kan vi skrive:

U2

U2

(2U)2

p = -----

= ----------

- --------

Ro

73,2

R o fd

og dermed blir strålingsmotstanden for en foldet halvbølgedipol:

R q fd ~ 293 ohm---------------------------------------------- 26 I praktisk bruk er den foldete dipolen ofte enklere å arbeide med enn den enkle dipolen. En foldet dipol kan henges opp eller skrues fast i midtpunktet på den øverste staven der spenninga er 0. Dessuten har en foldet dipol vanligvis noe større bandbredde enn en enkel dipol.

Halvbølgedipolen blir som nevnt brukt både som antenne og som grunnelement i sammensatte antenner. Men når en skal sende med låg frekvens, blir bølgelengda så stor (k = 3- 108/f) at halvbølgedipoler blir upraktisk store. Da kan det hende at vi må bruke korte dipoler, altså dipoler som er mye kortere enn resonanslengda.

85

Fig. 61. Kort dipol. En kort dipol er skissert på figur 61. Strøm- og spenningskurve blir da tilnærmet trekantformet. Strålingsdiagrammet (horisontaldiagrammet) blir to sirkler, og ikke mye forskjellig fra diagrammet for en halvbølgedipol (foldet og enkel dipol har omtrent samme diagram), og det er heller ikke så stor forskjell i vinning. Strålingsmotstanden for en kort dipol (1 < Z /4) blir:

2( 1 R 0 kd ~ 20*71 —

Fig. 62. Helbølgedipol.

27

86

Enkelte ganger, særlig når en skal lage sammensatte antenner for høge frekvenser, kan det være hensiktsmessig å bruke helbølgedipoler. På figur 62 er skissert en helbølgedipol og strømfordelingen et bestemt øyeblikk. Vi ser at den mates i et strømminimum, og dermed blir strålingsimpedansen svært stor.

Unipoler eller monopoler

Det kan mange ganger være hensiktsmessig å bruke halve dipoler, unipoler eller monopoler, som antenner, og da helst med et jordplan.

Fig. 63. Unipol over ideelt ledende plan.

Dersom vi setter en halv-dipol, en unipol eller en monopol, over et ideelt ledende plan slik som skissert på figur 63, så vil unipolen speile seg i planet. Unipolen blir vertikalpolarisert i forhold til planet, og reflektert bølge vil da være i fase med direkte bølge nede ved planet. Men dersom en slik unipol tilføres like mye effekt P som en tilsvarende dipol (dobbelt så lang), så må unipolen stråle ut hele P i halvparten av rommet. Derfor vil en unipol over ideelt ledende plan ha dobbelt så stor maksimal utstrålt effekt eller dobbelt så stor vinning (3 dB) som den tilsvarende dipolen.

87

Strålingsmotstanden for en unipol blir strålingsmotstanden for den tilsvarende dipolen.

halvparten

av

Fig. 64. Vertikaldiagrammer for en 5F/8 unipol. Det er vanskelig å få skikkelig ledende jordplan. Dårlig jordplan (dårlig ledningsevne) vil påvirke utstrålingsdiagrammet, og figur 64 er ei skisse over hvordan forholdene kan være med en 5/8 bølgelengdes unipol over jord. Slike unipoler brukes ofte som antenner for MF (mellombølge).

Antenner for ELF, VLF, LF og MF

Ved ELF, VLF, LF og MF er jordbølgen viktig, og da jordbølgen er vertikalpolarisert, vil vertikalpolariserte antenner som oftest være best egnet. For svært låge frekvenser er korte unipoler hensiktsmessige antenner. Men både effektiv utstråling og strålingsmotstand blir liten. Strålingsmotstanden for en kort unipol (h = 1/2) er nemlig: 2

Rkm ~ 40 • 7T

28

For å bøte på dette, brukes ofte toppbelastninger på vertikal strål erne slik som skissert på figur 65.

88

Fig. 65. Antenner med toppbelastninger. Nå viser det seg at antenner med toppbelastninger ikke er særlig effektive. Dette kan skyldes at antennene har en horisontal del, og det blir vanskelig å lage skikkelig jordnett for slike antenner.

Som sender- og mottakerantenne for låge frekvenser kan vi bruke ei vandrebølgeantenne slik som skissert på figur 66.

Fig. 66. Prinsippskisse for ei vandrebølgeantenne.

Lengda på ei vandrebølgeantenne bør være større enn bølgelengda, og derfor kan ei slik antenne bli svært lang. Antenna er avsluttet med en belastningsmotstand for å få bølgene til å gå langs tråden, og antenna får da størst vinning i lengderetninga. Her får en altså utstråling i lengderetninga på grunn av at en får ei bølge til å gå (vandre) langs en leder.

89

Fig. 67. Rammeantenne og magnetisk antenne. Som mottakerantenne for disse frekvensområdene kan vi også bruke ei rammeantenne eller ei magnetisk antenne slik som skissert på figur 67. På figur 67a er vist ei rammeantenne. Den må være avstemt til det frekvensområdet den skal brukes for. Diagrammet blir snudd 90° i forhold til det en skulle vente ved å sammenlikne med diagrammet for en halvbølgedipol. På grunn av at rammeantenner kan ha svært skarpe minima, brukes de ofte som peileantenner.

Figur 67b viser ei magnetisk antenne. En horisontal spole med magnetisk kjerne (ferrittkjeme) blir ei vertikalpolarisert antenne.

På LF og MF er bølgelengdene såpass rimelige at en også kan benytte unipoler eller dipoler i resonans, det vil si antenner som er X./4 eller X/2 lange.

90

Jordnett

Når vi skal lage antenner for frekvensområder der en er interessert i den vertikalpolariserte jordbølgen, så burde vi ha uendelig stor ledningsevne omkring antennene. Dette har vi ikke i praksis, men en må prøve å få så god høgfrekvent ledningsevne som mulig ved antennene der feltene er sterke og tapene kan bli store. Det vil si at til ei antenne for frekvenser under 30 MHz, og særlig da for de lågeste frekvensene, bør vi ha et godt jordnett.

Fig. 68. Jordnett. På figur 68a er skissert hvordan et jordnett for en enkel vertikal stråler kan være. Rett under antenna kan en ha et rutenett av kopperband, og fra kanten av dette kan det gå ut radielle tråder som bør være mer enn X/4 lange. Ofte brukes tråder for hver 3°. Disse trådene kan være isolert da det viser seg at kapasitive jordnett (isolert) kan være minst like gode som ohmske jordnett (direkte kontakt med jorda, det vil si uisolert tråd). Men da kan en få vansker ved statisk oppladning og lynnedslag, noe en kan rette på med å legge ned jordplater enkelte steder. Dette kan være en god metode i områder der jorda er saltholdig og tærer sterkt på jordnettet, slik som for eksempel i kystområder. Dessuten kan de isolerte trådene legges i sløyfer slik at en lett kan kontrollere brudd. Jordplatene for å lede bort statisk oppladning, behøver ikke å være så godt ledende som det høgfrekvente jordnettet, og de kan være av et material som er motstandsdyktig mot tæring, for eksempel rustfritt stål eller bronse.

91

På figur 68b er skissert hvordan jordnettet burde være for ei Tantenne. Mastene blir sekundærstrålere og bør forsynes med eget jordnett. Dessuten bør de tre jordnettene knyttes sammen. Det blir både dyrt og komplisert å lage et slikt antenneanlegg, og som oftest blir det best resultat med å bruke ei enkel antenne og heller legge en del arbeid i jordnettet.

Antenner for HF

For HF (kortbølge) kan en også bruke unipoler som antenner. Og fra HF og oppover i frekvens kan en lage kunstige jordplan av staver, for eksempel slik som skissert på figur 69.

Fig. 69. Unipol med kunstig jordplan.

92

Stavene er koplet til den sida av antennekabelen som går til chassis eller jord. Ofte bøyes stavene noe nedover for å minske mekanisk påkjenning. For HF brukes mye halvbølgedipoler, og særlig da horisontalpolariserte halvbølgedipoler. Horisontalpolarisering gir mindre tap ved jordrefleksjoner enn vertikalpolarisering, og dette er gunstig for kortbølge der en ofte må gå via flere hopp.

Fig. 70. Teppeantenne. I mange tilfeller brukes antenner som er sammensatt av dipoler slik som skissert på figur 70. Antenna kalles da ei teppeantenne. Dersom vi vil ha teppeantenna til å stråle ut mest til sida (ut fra eller inn i papiret), så må vi passe på at bølgene får samme fase i alle matepunktene. Vertikal avstand mellom dipolene er en halv bølgelengde = 180° gangforskjell mellom matepunktene. Men dersom vi krysser mateledningene, så snur vi fasen ytterligere 180°. Tilsammen blir det da 360° mellom matepunktene, det vil si likefaset matning. Dersom vi ser på horisontaldiagrammet for ei teppeantenne med 3 halvbølgedipoler, så får det samme form som for en enkel halvbølgedipol, men med 3 ganger større effektvinning. Denne vinninga skyldes at vertikaldiagrammet blir trykket sammen.

93

Fig. 71. Vertikalt/eltstyrkedia.gram for ei teppeantenne.

Dersom vi nå skal finne vertikaldiagrammet, så må vi foreta en vektorsummering slik som skissert på figur 71. Vi tenker oss at vi står såpass langt unna antenna at strålene blir tilnærmet parallelle. Gangforskjellene reknes om til grader (360-deler av ei bølgelengde), og vektorene summeres slik som vist på figuren. Resulterende feltstyrkevektor Er pleier en å referere til midtpunktet for antenna. Så tar vi ei anna retning, finner resulterende feltstyrkevektor Er for denne retninga, osv.. Til slutt vil vi få et diagram noenlunde som skissert på figur 71. Dersom vi setter reflektorer 0,2 - 0,25 Å, bak antenna, vil disse øke utstrålingen framover. En reflektor er en leder eller metall stav som er noe lenger enn det aktive antenneelementet (som ofte er lik X./2). Den har den egenskapen at den reflekterer effekt eller "skyver på" diagrammet. En stav som er kortere enn X/2, en direktor, har derimot den egenskapen at den "trekker på" diagrammet. Dette er skissert på figur 72.

94

Fig. 72. Reflektor og direktor.

Dersom vi setter reflektorer bak hver av dipolene i ei teppeantenne, blir strålingseffekten konsentrert til den ene sida, og antenna blir dermed mer retningsvirkende. Når det gjelder bruk av reflektorer og direktorer, så er Yagi-antennene basert på slike elementer. Disse antennene kalles også Yagi-Udaantenner (etter japanerne Yagi og Uda). Figur 73 er skisser av Yagiantenner.

Når en skal berekne det aktive elementet for ei antenne, altså det elementet som tilføres effekt eller der en kan ta ut effekt, så kan en ikke uten videre bruke resonanslengda. Vi får kantvirkninger og randvirkninger på ei praktisk antenne fordi den har en viss tykkelse. Den elektriske lengda blir lenger enn den mekaniske lengda, og derfor må vi bruke en forkortningsfaktor når vi skal berekne mekanisk lengde. Den kan vanligvis være fra 0,90 til 0,98, og som gjennomsnittsverdi kan brukes 0,95. Når vi da skal berekne lengda av det aktive elementet for ei Yagiantenne av den typen som er vist på figur 73a, så blir den:

2

0 , 95

300 142 t % ----------- = --------- ( m ) ( MHz ) ( MHz )

--------- 29

95

Reflektor?

Fig. 73. Yagi-antenner. Lengda på direktørene er ikke så kritisk, bare den er kortere enn på det aktive elementet. Men til vanlig lar en lengda avta jamt eller noenlunde jamt framover. Virkningen av direktorene blir svakere jo mer de avtar fra resonanslengda, og den fremste direktoren må være lenger enn halvparten av resonanslengda (her lenger enn Å./4).

Avstanden mellom direktorene er heller ikke kritisk, og den kan variere fra 0,U til 0,4 Z.

96

Ofte brukes flere reflekterer, og disse kan være plassert som en rett, buet eller brukket reflektorvegg bak det aktive elementet. Når en bruker flere reflektorer, får en mindre stråling bakover. Antenna får da et bedre fram-att-forhold, noe som kan være gunstig når en er plaget av refleksjoner. Vinninga for ei Yagi-antenne er først og fremst avhengig av antall elementer, det vil si alle reflektorene, det aktive elementet og alle direktorene. Vi kan som hovedregel si at ei 4-elements Yagi-antenne har 6 dB vinning (= 4 ganger effekt = 2 ganger spenning eller feltstyrke) i forhold til en halvbølgedipol. Ei 10-elements Yagi-antenne har omtrent 10 dB vinning (10 ganger effekt), men så store Yagiantenner brukes som oftest bare fra VHF og oppover i frekvens. På kortbølge (HF) kan lengdene på elementene i ei Yagi-antenne bli store. Men det er mulig å forkorte de mekaniske lengdene med spoler slik som skissert på figur 73b og 73c, og likevel få ei forholdsvis effektiv antenne.

Vertikaldiagram.

Fig. 74. Diagrammer for ei 8-elements Yagi-antenne.

97

På figur 74 er vist hvordan horisontal- og vertikaldiagrammet for ei 8elements Yagi-antenne kan være. En kan også bruke antenner som er sammensatt av aktive elementer. Figur 75 er ei skisse over antenner med to aktive elementer der avstanden mellom elementene er Å./4. >4(90°)

to antenneelementene summeres. Tilført effekt P fordeles med P/2 til hvert element. Sammenliknet med et enkelt element som tilføres hele effekten P, får antenna ei spenningsvinning på:

det vil si 3 dB vinning.

Fig. 75. Antenne av aktive elementer. Figur 75a viser når elementene mates parallelt. Dersom vi ser på ei bølge som går ut fra element 1, så må denne bølgen gå Å./4 eller 90° før den kommer fram til element 2. Men den bølgen som går langs matekabelen for å mate element 2, må også gå 90° for å komme fram til element 2. Dermed er bølge i luft og bølge i kabel i fase i denne retninga, og vi får da 3 dB vinning i denne retninga.

Dersom vi nå ser på hva som skjer i den motsatte retninga (fra 2 til 1), så må ei bølge som stråler ut fra element 2, først gå 90° lenger langs kabelen enn den bølgen som stråler ut fra element 1. Når bølgen fra element 2 kommer gjennom lufta tilbake til element 1, har den ytterligere gått 90°, altså 180° tilsammen. Det vil si at bølgene er i motfase i retning 2 til 1, slik at vi får minimum utstråling i denne retninga.

98

Men dersom vi nå bruker samme resonnementet på figur 75b, der vi har krysset kabel (180°) mellom 1 og 2, så vil vi finne ut at utstrålingen har snudd.

Når vi så tegner opp enkeltdiagrammene for dipolelementene og summerer i alle retningene, så får vi diagrammer noenlunde slik som skissert på figur 75.

Når vi får fuktighet, is og snø, og da spesielt våt snø, på ei antenne, så blir den elektriske lengda endret, og dermed får den andre resonansfrekvenser. Strålingsdiagrammet kan da bli helt ødelagt for den frekvensen antenna er bereknet for. For å minske disse ulempene, kan vi ha plastbeskyttelse rundt elementene eller rundt hele antenna. Men det finnes antennetyper som er meget stabile under vanskelige værforhold, og det er log-periodiske antenner. Ei log-periodisk antenne er vist på fignr 76.

Fig. 76. Log-periodisk antenne.

I ei logperiodisk antenne er forholdet:

99

Elementene er matet i kryss (180°), og derfor må ei logperiodisk antenne mates ved det korteste elementet. Energien går da bakover til den treffer et element som er i resonans for den frekvensen vi benytter, og så stråler mesteparten av energien ut fra dette elementet. De elementene som er lenger enn resonanselementet, virker da som reflektorer, og de kortere elementene virker som direktorer. Maksimal stråling blir dermed i retning mot det korteste elementet. Ei log-periodisk antenne kan konstrueres for svært stor bandbredde, ofte for et frekvensområde 1:10.

Fig. 77. Log-periodiske antenner, På figur 77 er vist to typer av log-periodiske antenner. På kortbølge kan en bruke ei rombeantenne som i grunnen er ei spesiell form for vandrebølgeantenne. Ei slik antenne er skissert på figur 78.

Avslutningsmotstanden, som sørger for å få bølgene til å gå framover langs antennetrådene, må tilpasses slik at en får maksimum stråling framover. Ei rombeantenne er ofte flere bølgelengder lang og gir et sterkt direktivt diagram. Men den er avhengig av jordingsforholdene, og kan bli ustabil ved varierende værforhold.

100

Fig. 78. Rombeantenne.

Fig. 79. Kvadratantenner.

På figur 79 er skissert to kvadratantenner. Elementene er i grunnen foldete dipoler som er trukket ut til kvadrater. For å få best mulig stråling framover, er reflektorene avstembare.

101

Antenner for VHF og UHF

Unipoler brukes mye som antenner i VHF-UHF-området, og særlig da for mobil sending og mobil mottaking. Men diagrammet kan variere noe etter hvor unipolen er plassert, slik som skissert på figur 64. Unipoler med kunstig jordplan (se figur 69) brukes også for VHF og UHF. Dessuten brukes forlengete unipoler uten jordplan. Disse kan være 3/4 Z lange (eller mer) slik som skissert på figur 80.

Fig. 80. Forlenget unipol.

For VHF og UHF brukes flere typer antenner som er basert på halvbølgedipoler og helbølgedipoler (se figur 62). Helbølgedipoler blir matet nær strømminimum eller spenningsmaksimum, og strålingsimpedansen blir høg. Men når en skal lage sammensatte antenner, så kan en ved parallellkopling og transformering komme ned til en hensiktsmessig impedans.

102

Fig. 81. Feltantenne. På figur 81 er skissert ei antenne som er sammensatt av to helbølgedipoler festet til en reflektorvegg. Ei slik antenne er i grunnen ei teppeantenne, men når den er satt sammen på en reflektorvegg, kalles den ei feltantenne. En pleier dessuten å benevne antenna etter antall halvbølgestaver, og antenna på figur 81 kalles derfor et firefelt.

Ofte får vi bruk for dekning i flere retninger, og da kan vi bygge sammen flere antenner (for eksempel feltantenner). På figur 82 er vist ei rundstrålerantenne som er satt sammen av felt i fire retninger, Dersom vi tegner opp enkeltdiagrammene og summerer vektorielt, så får vi et feltstyrkediagram med form omtrent som skissert på figuren.

På figur 82a er feltene matet i samme fase. Men ei slik antenne kan være svært ustabil ved varierende værforhold, for eksempel ved ising. Sjøl om en bruker plastbeskyttelse kan likevel variasjonene bli for store.

For å få bedre forhold, kan en bruke dreiemating. En kan da gi feltene 90° fasetillegg rundt antenna, og utstrålingen fra feltene dreier da rundt 360° for hver svingning. Det vil si at utstrålingen dreier rundt med samme antall omdreininger som frekvensen. Men dersom vi nå foretok

103

riktig vektorsummering, så ville antenna få et "firkløver"-diagram. For å få tilbake et noenlunde rundstrålerdiagram, kan vi forskyve feltene slik som skissert på figur 82b.

Fig. 82. Rundstråleantenner. Berekning av sammensatte antenner er meget vanskelig og krever både lang erfaring og nøyaktig omtanke. Det er svært mange forhold å ta hensyn til, og vi kan ikke komme inn på så mange her. Men en kan nevne at for eksempel vil ei antenne ha en egenfase, det vil si at fasen ikke er den samme i alle retninger. Dessuten blir det viktig å finne ut hvor det egentlige utstrålingspunktet er.

Rundstrålerantennene på figur 82 er horisontalpolariserte. Men feltene kan også snus 90° slik at vi får vertikalpolarisering. Unipoler brukes også til sammensatte vertikalpolariserte antenner.

Yagi-antenner brukes både som mottakeran tenner og som senderantenner i VHF-UHF-området. Yagi-antenner kan også settes sammen for å få hensiktsmessige diagrammer når en skal dekke et område. Men Yagi-antenner er spesielt hensiktsmessige å bruke som

104

mottakerantenner på grunn av enkel konstruksjon og god retningsvirkning. Og når en for eksempel vil ha større vinning og bedre retningsvirkning, så er Yagi-antennene enkle å bygge sammen.

Vi får en svært enkel regel når det gjelder sammensetning av mottakerantenner fordi de skal peke i samme retning. Når antennene settes ved sida av hverandre, så blir horisontaldiagrammet smalere, og når antennene settes over hverandre, så blir vertikaldiagrammet smalere, slik som angitt på figur 83.

Fig. 83. Sammensetning av Yagi-antenner.

Vinning for ei sammensatt mottakerantenne blir enkel å berekne når alle enkeltantennene er like. Dersom antennene ikke står for nær hverandre, vil det effektive arealet og dermed effekten øke proporsjonalt med antall antenner når en ser bort fra tap i sammenkoplingene. Når vinninga for ei enkeltantenne er g dB, så vil to antenner motta dobbelt så mye effekt, altså 3 dB mer, 3 antenner 3 ganger så mye effekt (= 4,7 dB mer, se dB-tabell på figur 30), osv.. Vi får da en enkel tabell:

1 antenne g dB 2 antenner (g + 3 dB) 3 antenner (g + 4,7 dB) 4 antenner (g + 6 dB) osv..

105

Fig. 84. Hjørne reflektor. På VHF og UHF kan vi dessuten bruke en hjømereflektor (cornerreflector) både som sender- og mottakerantenne. En hjømereflektor består av en dipol plassert i en brukket reflektorvegg, slik som skissert på figur 84. Reflektorveggen kan være av staver eller av ei plate. Vinninga blir spesielt avhengig av vinkelen i hjørnet. En hjømereflektor kan også brukes som reflektor for ei Yagi-antenne, og da kan vi få stor vinning.

Vi vil se litt nærmere på en spesiell antennetype som brukes i VHFUHF-området, nemlig ei spiralantenne (helical antenna). Ei slik antenne er vist på figur 85.

Cl

Samme fa»e i. Uift og ledning_

/CLt-a.)< a2' =

Fig. 85. Spiralantenne.

106

Dersom lengda av ei vinding er Å./2, vil en få motsatt fase fra vinding til vinding. Når ei vinding er X lang, vil fasen bli den samme fra vinding til vinding, og da vil strålingen gå rett til sida.

Men dersom stigningen pr. vinding er a og vindingslengda er X + a, vil vi få utstråling rett framover. Da vil nemlig bølgene i luft og vinding være i fase rett framover, og vi får et diagram noenlunde slik som angitt på figur 85. En passende størrelse for a er Z/4. Ei slik antenne med 8 vindinger vil gi ca. 13 dB vinning (referert til en halvbølgedipol).

Ei spiralantenne er sirkulærpolarisert. Den er høgreroterende eller venstreroterende etter hvordan spiralen er viklet. En kan også få sirkulærpolarisert antenne ved å sette to Yagi-antenner i kryss og mate dem med 90° faseforskjell. En annen antennetype som kan brukes på VHF og UHF, er basert på ei spalte eller en sliss i et ledende plate. Ei slik antenne er i grunnen det motsatte av en ledende antennestav i fritt rom.

Fig. 86. Slissantenne.

På figur 86 er skissert en vertikal sliss i et ledende rør. Dersom slissen mates midt på, vil vi få det elektriske feltet tvers over slissen, mens strømmen må gå rundt slissen. Dermed ser vi at en vertikal sliss er horisontal polarisert. Slissantenner egner seg godt som antenner for fly.

107

Antenner for SHF og EHF

Allerede på UHF blir det brukt speilantenner, det vil si antenner med reflekterer, for eksempel en parabolsk reflektor. Ei slik antenne kan mates med en halvbølgedipol plassert i brennpunktet slik som vist på figur 87.

Fig. 87. Speilantenne. Effektvinninga for ei speilantenne referert til ei isotropisk antenne, blir omtrent:

der d er diameteren for reflektoren.

Når en arbeider ved 12 GHz, blir:

'i 0a 3 , x 0, 3 A = --------- (m ) = ------- m = 2 , 5 cm f (GHz) 12

108

Dersom speilantenna har en diameter på 90 cm, så får vi:

= 6480

eller (se tabell figur 30):

G± = 6480 = 6, 48 • 1000 - 8 dB + 30dB = 38 Diagrammene for speilantenner kan bli svært skarpe. Slike antenner egner seg derfor godt til dekning av små vinkler og til samband som går fra punkt til punkt (for eksempel radiolinjer). Dessuten egner speilantenner, eller utsnitt av speilantenner, seg godt til navigasjonssystemer som radar.

Fig. 88. Speilantenner matet med bølgeledere. På figur 88 er vist to speilantenner som er matet med bølgeledere. Den antenna som har en sekundærreflektor, kalles ei Cassegrain-antenne.

Hornantenna som er skissert på figur 89a, er egentlig bare en utvidelse av en bølgeleder. Ei hornantenne kan også kombineres med en del av en parabolsk reflektor slik som vist på figur 89b. Vinninga for ei hornantenne kan være noe større en for ei speilantenne med samme åpningsflate.

109

Fig. 89. Hornantenner.

Spesielle problemer med antenner ombord på skip

Et skip har så stor ledende masse at det sterkt påvirker elektromagnetiske felt. På skip er det dessuten vanskelig å få plassert ei antenne fritt nok. Mange skip mangler master. For eksempel må da mellombølge- og kortbølgeantenner ofte plasseres ved overbygninger, og dette vil påvirke diagrammene.

Fig. 90. Antenner ombord på skip.

110

Diagrammene kan derfor bli svært flikete og helt ubrukbare i enkelte retninger. Men dette kan en bøte på ved å plassere to - tre antenner forskjellige steder på båten slik som vist på figur 90, og så velge den antenna som passer best for det aktuelle sambandet. L-antenner og T-antenner har vist seg å være lite effektive også ombord på skip. Ei stavantenne (unipol, pisk) med samme høgd er mer gunstig. Men dersom en bruker flere L-antenner eller T-antenner, kan dette gi bra resultat fordi antennene kan ha bra vinning i enkelte retninger og dermed kan de utfylle hverendre. Ombord på skip er en ofte plaget av saltbelegg på isolatorer. Når en da henger opp antenner på skip, bør en i tillegg til å bruke gode isolatorer også bruke minst doble isolatorer. Dessuten bør en av og til vaske eller rense isolatorene.

Ofte kan en se at vertikale unipoler brukes som mottakerantenner for horisontalpolarisert sending. Men polariseringen er i praksis aldri helt ideell, og terreng og ting i nærheten av antenner vil være med på å endre polarisasjonen. Dessuten er ei horisontalpolarisert antenne i prinsippet bare horisontalpolarisert i hovedstråleretninga. På HF kan vi få elliptisk polarisasjon, eller til og med nesten sirkulær polarisasjon, slik at vi kan få bra resultat ved å bruke en vertikal pisk som mottakerantenne for horisontal polarisering. Men det beste er naturligvis å bruke riktig polarisasjon for mottakerantennene, særlig i de øverste delene av HF-bandet. Når en kommer opp i frekvens, fra VHF og oppover, så blir dette enda viktigere.

Ved transmisjon via ionosfæren kan en særlig ved flere hopp få endringer i polarisasjonen. På figur 91 er skissert ei antenne for satellittkommunikasjon plassert ombord på en båt. En båt i fart endrer retning i forhold til en satellitt, og dessuten vil sjøgang gi avvik. Antenna må derfor kunne peke i alle retninger over horisonten, og den må ha styring både i horisontal og vertikal retning. Under sjøgang kan de mekaniske styringselementene bli utsatt for sterk påkjenning. Men antennediagrammer kan også styres elektrisk for eksempel ved å bruke flere mateledninger med styrbar fase. For å minske mekaniske påkjenninger, kan satellittantenner ombord på skip ha en kombinasjon av elektrisk og mekanisk styring.

111

Hvor nøyaktig styringa må være, er tildels avhengig av hvor smalt diagram eller hvor stor vinning antenna har.

Fig. 91. Satellittantenne ombord på en båt.

KABLER OG BØLGELEDERE

Ei antenne kan ikke alltid plasseres like ved senderen eller mottakeren. Derfor må en ofte ha ei mateledning som overfører energi fra senderen til antenna, eller fra antenna til mottakeren. Og til dette kan en benytte kabler (linjer) eller bølgeledere.

Fig. 92. Koaksialkabel og bandkabel.

På figur 92 er vist de to mest vanlige kabeltypene, en koaksialkabel (usymmetrisk kabel) og en bandkabel (symmetrisk kabel, flatkabel, linje).

113

En bandkabel kalles symmetrisk fordi begge lederne er like, mens en koaksialkabel kalles usymmetrisk fordi lederne er ulike.

Dersom vi ser på strøm- og spenningsretninger i et visst øyeblikk, for eksempel slik som angitt på figur 92, vil retninga for det elektriske feltet E og for det magnetiske feltet H bli slik at energien går langs kablene. Dette har vi nevnt tidligere. En kabel er altså i stand til å oppta energi og føre den videre. Kabelen vil derfor også virke som en belastning, en impedans, for en generator eller sender. Denne impedansen kalles karakteristisk impedans. Den forbruker ikke energi, men er et mål for hvordan kabelen kan oppta effekt og føre den videre til en belastning (sammenlikn med strålingsimpedans for antenner).

Koaksialkabel

Karakteristisk impedans for en koaksialkabel er:

Z0k

31

der m er indre diameter på ytterleder, og n er ytre diameter på innerleder. Her har vi fått med en størrelse er. Denne kalles relelativ permittivitet eller relativ dielektrisitetskonstant og er et mål for hvordan et isolasjonsstoff eller et dielektrikum påvirker et elektrisk felt, eller et mål for hvor "tungt" dielektrikumet er. "Relativ" viser til at permittiviteten er tatt i forhold til luft eller vakuum. For luft og vakuum er altså:

Dessuten har vi fått med In x, det vil si den naturlige logaritmen til et

114

tall x. For å lette bruken av denne størrelsen, er det på figur 93 tatt med et diagram som viser sammenhengen mellom x og In x.

Fig. 93. In-dia gram. Dersom for eksempel m = 10 mm , n = 2,3 mm og £r = 2,3 (massivt polyetylen), så får vi av diagrammet på figur 93: In 10/2,8 (= In 10 - In 2,8 - 2,3 - 1,0) - 1,3,

og dermed blir: Zok = 51,5 ohm

50 ohm).

Dersom vi vil rekne ut hvor stor bølgelengde vi får i et dielektrium, så blir også den avhengig av er:

115

3-108 ,

k

300

,

0,3

.

.

_

A-—------—r(m)-------- y—(m)- —---- ' . (m) ---- 32 £(Hz)V ®r -£(MHz)-V®r £(GHz)V®r

Når er = 1, får vi samme formel som likning 16. Hastigheten for ei bølge i et dielektrikum endrer seg også med kvadratrota av relativ permittivitet:

3 ■ 108 ---- 7=— ( m/sek )

33

Bølgelengde og hastighet i en kabel med er = 2,3 blir omtrent 2/3 av det en får i luft eller vakuum.

Dersom innerlederen i en koaksialkabel blir holdt på plass med skiver eller liknende, blir den resulterende permittiviteten mye mindre enn når en bruker massiv isolasjon. Resulterende permittivitet er oppgitt i kabel brosjyrer.

Bandkabel

Karakteristisk impedans for en bandkabel er:

120 2m — n ZOb - i— In y/£ r

34

der m er avstanden mellom senterlinjene for lederne, og n er diameteren på lederne.

116

En bandkabel har som oftest bare tilstrekkelig isolasjon til å holde lederne på plass. Mesteparten av dielektrikumet blir luft med Er = 1, mens isolasjonen i mange tilfeller er plaststoff med = 2,5 som går rundt lederne og i en strimmel mellom lederne.

Resulterende er for en vanlig bandkabel blir omtrent:

35

Bandkabler blir lett påvirket av ytre ting fordi feltene rekker langt utafor kabelen. Dersom kabelen legges på en trevegg, vil impedansen og dessuten bølgelengda i kabelen endres. Når vi da vil lage en foldet halvbølgedipol av en bandkabel og feste den på en trevegg, så må vi ta hensyn til bølgelengdeendringen i form av en ekstra forkortningsfaktor på 0,96:

1 = 1----- 300 ^(MHz)\

0, 95■ 0,96 =-110-(m) -------------r

(MHz)

( sammenlikn med likning 29). Bandkabler er meget dårlige i nærheten av metallgjenstander, slik som for eksempel ombord på skip. På og ved sjøen får vi dessuten saltbelegg (og i industriområder sotbelegg), slik at vi også av den grunn ikke bør bruke bandkabler der. De bør i tilfelle vaskes eller renses ofte. Det beste er å bruke koaksialkabler der feltene er lukket inne mellom lederne.

117

Bølgeledere Som nevnt vil vi ha energioverføring i de elektromagnetiske feltene (E og H) rundt og mellom lederne i en kabel. Dersom vi for eksempel fjernet midtlederen i en koaksialkabel men likevel klarte å sette i gang feltene, ville vi få en bølgeleder. Dette blei da en sirkulær bølgeleder, men vi vil her se litt nærmere på rektangulære bølgeledere.

Bølgeledere egner seg spesielt godt til overføring av høgre frekvenser (over 1 GHz).

Fig. 94. Rektangulær bølgeleder.

118

På figur 94 er skissert en rektangulær bølgeleder med største side a og minste side b. Vi sender energi inn i bølgelederen ved hjelp av ei lita antenne slik som angitt på figur 94a. Denne antenna kan være en enkel eller en foldet unipol.

Når vi vil ha energien til å gå i bare ei retning i bølgelederen, setter vi en kortslutningsvegg X/4 (eller 90°) fra antenna. Fra antenna går bølgen 90° før den treffer reflektorveggen, ved refleksjon mot tettere medium snur fasen 180°, og så må bølgen gå 90° før den kommer tilbake til antenna. Dette blir 360° tilsaammen, det vil si i medfase i retning bort fra reflektorveggen. Når vi vil ta effekt ut av en bølgeleder, kan det gjøres på samme måte. Ei antenne eller en sonde settes inn i bølgelederen, og en kortslutningsvegg plasseres 90° fra antenna. Vi kan med en gang se at det er enkelte verdier bredden a ikke kan ha. Dersom avstanden fra unipolen eller mateelementet til sideveggene er Å. /4 (eller multiplum avX/4), vil energien bare bli reflektert mellom sideveggene, og vi får ikke transportert energi langs bølgelederen. Når 2-Z/4 = a, sier vi at en har kritisk bølgelende, det vil si at:

L

= 2a ------------------------------------------------------- 37

Vi vil her se på en bølgeleder der feltmønstret er forholdsvis enkelt slik som angitt på figur 94b og 94c. Dette mønsteret kalles TE10-modus (TE10-bølgemønster). TE betyr transversalt elektrisk felt (transversalt = på tvers), og 10 betyr at vi har 1 feltmaksima i a-retninga, og at vi har ingen (0) feltmaksima i b-retninga. Det finnes mange måter for å sette opp feltmønster i en bølgeleder, men vi vil ikke gå nærmere inn på dette her.

På figur 94b er angitt hvordan bølgene i en bølgeleder reflekteres mellom b-sidene. Dersom vi benytter bølgelengda Z, ser vi at a må være større enn Z/2 for å få fram TE10-modus. Men a må heller ikke være større enn Z, for da kan vi få flere feltmaksima langs a-sida. Dessuten må b-sida være mindre enn X/2 for å unngå feltmaksimum i bretninga. For TE10-bølgemønster må bølgelederen oppfylle kravene:

119

-