Podręcznik

4. Propagacja fal w linii długiej

4.7. Przykłady zastosowań

Transformacja impedancji – szczególne przypadki
Przypadek 1: Linia długa jest zakończona impedancją Z_L =Z₀. W takim przypadku, zgodnie z (10-66), Z(l)=Z₀.
Wniosek: W każdym punkcie linii impedancja ma tą samą wartość.
Przypadek 2: Obliczymy impedancję w odległości równej wielokrotności pół fali l=n $\lambda$ /2 od obciążenia. Łatwo zauważyć, że Z( l=n $\lambda$ /2) = Z_L, impedancja okresowo przyjmuje taką wartość, jaką ma no końcu linii.
Wniosek: Linia o długości n $\lambda$ /2 jest - z punktu widzenia transformacji impedancji - przezroczysta.
Przypadek 3: Obliczymy impedancję w odległości równej ćwierć fali l= $\lambda$ /4 od obciążenia.

$\mathrm{Z}(l=\lambda /4)=\frac{\mathrm{Z_L}}{\mathrm{Z_L}};\, \, \mathrm{Z}(l=\lambda /4)\mathrm{Z_L}=\mathrm{Z_0}^{2};$

(10-68)

Linia o długości l=(2n-1) $\lambda$ /4 ma specjalne właściwości i dlatego nazywana jest transformatorem ćwierćfalowym. Linia.
Wnioski:

Transformator ćwierćfalowy jest inwerterem impedancji. Zamienia on duże (małe) wartości rezystancji na rezystancje małe (duże).
Transformator ćwierćfalowy zamienia impedancje obciążenia o charakterze indukcyjnym (pojemnościowym) na impedancje wejściowe pojemnościowe (indukcyjne).
Jeśli obciążeniem linii jest obwód rezonansu szeregowego, to impedancja wejściowa zachowuje się jak dla obwodu rezonansu równoległego, i vice versa.

Przypadek 4: W ogólnym przypadku obciążenia linii impedancją Z_L=R_L+jX_L, gdy R_L>0, to współczynnik odbicia równy jest wtedy $\left | \Gamma \right |=\left | \Gamma \exp (j\psi _{L}) \right |$ , przy czym $\left | \Gamma_L \right |$ (patrz rys.10.5). W miarę odsuwania się od obciążenia zmienia się Arg{<span class="equation" style="width:100%;;;;;;;"> $\Gamma$ </span>}. Gdy odsuniemy się na odległość l₁, dla której spełniony jest warunek (10-69):

$\psi _{L}-2\beta l_{1}=2n\pi ;$

(10-69)

to napięcie U(l₁) i prąd I(l₁) są w fazie. Oznacza to, że impedancja Z(l₁) jest czysto rzeczywista i równa:

$\mathrm{Z}(l_1))=\mathrm{Z_0}\frac{1+\Gamma (l)}{1-\Gamma (l)}=\varrho \mathrm{Z_0};$

(10-70)

gdzie $\varrho$ jest współczynnikiem fali stojącej na linii.
Podobnie, gdy odsuniemy się na odległość l₂, dla której spełniony jest warunek (10-71):

$\psi _{L}-2\beta l_{2}=(2n+1)\pi ;$

(10-71)

sytuacja powtarza się i także wtedy napięcie U(l1) i prąd I(l1) są w fazie, a więc:

$\mathrm{Z}(l_2))=\mathrm{Z_0}\frac{1+\Gamma (l)}{1-\Gamma (l)}= \frac{\mathrm{Z_0}}{\varrho};$

(10-72)

Oba miejsca l₁ i l₂ oddalone są od siebie o ćwierć długości fali $\lambda$ /4. Oba te przypadki mogą być wykorzystane przy projektowaniu obwodów dopasowujących.
Linia zwarta na końcu
Rozważymy efekty zachodzące w linii długiej zwartej na końcu. Oznacza to, że: $\mathrm{Z_L}=0\, i\, \Gamma _{\mathrm{L}}=-1$ . Zgodnie z zależnością (10-66) impedancja wejściowa linii zwartej na końcu jest w każdym miejscu czystą reaktancją:

$\mathrm{Z}(l))=j\mathrm{X}(l)=j\mathrm{Z_0}\mathrm{tg}\beta l;$

(10-73)

Rozkład prądu i napięcia dla linii zwartej na końcu pokazano na rys.10.14.
Prąd I(l) i napięcie U(l) są przesunięte w fazie o $\pi$ /2, a kolejne zera napięcia lub prądu odległe są od siebie o $\lambda$ /2.

$\mathrm{I}(l)=\mathrm{I_L}\cos \beta l;$

$\mathrm{U}(l)=j\mathrm{I_LZ_0}\sin \beta l;$

(10-74)

Kąt fazowy między prądem I(l) i napięciem U(l) jest cały czas równy 90⁰, jednakże co ćwierć fali zmienia się jego znak. Dlatego X(l) ma dla pewnych zakresów l charakter indukcyjny, dla innych pojemnościowy, co pokazano na rys.10.14B.

Rys.10.14. Linia długa zwarta na końcu.
A) Rozkład prądu i napięcia dla linii.
B) Reaktancja wejściowa linii zwartej na końcu.

Zastępcze wartości indukcyjności L_eq i pojemności C_eq znajdujemy ze wzorów:

$L_{eq}=\frac{\mathrm{Z_0 tg}\beta l}{\omega };$

(10-75)

$C_{eq}=\frac{1}{\omega\mathrm{Z_0 tg}\beta l };$

(10-76)

Dla małych długości l, gdy $\beta$ l <0.5 (l<0.08 $\lambda$ ) to tg $\beta$ l~ $\beta$ l i indukcyjność L_eq tego odcinka zapisze się następująco (v_f jest prędkością fazową fali):

$\omega L_{eq}\cong =\mathrm{Z_0}\beta l=2\pi \frac{\mathrm{Z_0}l}{\lambda _{f}}=\omega \mathrm{Z_0}\frac{l}{v_f};$

(10-77)

Dla zakresów częstotliwości w sąsiedztwie $\beta$ l =(2n-1) $\pi$ /2 (nieparzysta liczba ćwiartek fali) linia zwarta na końcu zachowuje się jak obwód rezonansu równoległego.
Dla zakresów częstotliwości w sąsiedztwie $\beta$ l =n $\pi$ (wielokrotność połowy fali) linia zwarta na końcu zachowuje się jak obwód rezonansu szeregowego.
Linia rozwarta na końcu
Impedancja wejściowa linii rozwartej na końcu zapisuje się zależnością:

$\mathrm{Z}(l)=j\mathrm{X}(l)=-j\mathrm{Z_0}\mathrm{ctg}\beta l;$

(10-78)

Charakter zmian prądu I(I) i napięcia U(I jest taki, jak na rys.10.14A, z tą różnicą, że na końcu linii rozwartej I(I=0)=0. Prąd i napięcie w każdym miejscu linii przesunięte są w fazie o $\pi$ /10.
Charakter zmian impedancji jak dla linii zwartej, tylko przesunięty o $\lambda$ /4. W zależności od l linia raz jest pojemnością, raz indukcyjnością rys.10.15.

Rys.10.15. Reaktancja wejściowa linii rozwartej na końcu.

Podobnie jak w przypadku linii zwartej, linia rozwarta może realizować pojemności i indukcyjności, zależnie od odległości od rozwarcia.
Dla małych długości l, gdy l<0.08 $\lambda$ i słuszne jest przybliżenie tg $\beta l$ ~ $\beta l$ , odcinek linii rozwartej można zastąpić równoważną pojemnością C_eq.

$C_{eq}\cong \frac{\omega l}{\mathrm{Z_0}v_{f}}=\frac{2\pi l}{\mathrm{Z_0}\lambda _f};$

(10-79)

Dla zakresów częstotliwości w sąsiedztwie $\beta l$ = (2n-1) $\pi$ /2 (nieparzysta liczba ćwiartek fali) linia rozwarta na końcu zachowuje się jak obwód rezonansu szeregowego.
Dla zakresów częstotliwości w sąsiedztwie $\beta l$ = n $\pi$ (wielokrotność połowy fali) linia rozwarta na końcu zachowuje się jak obwód rezonansu równoległego.