【正文】 量 CP=ε0A/t。式中 A是兩平行板面積，通常等于設備的對地平面的等效面積，如印刷電路板地線面積，或設備機箱底面面積。 t是兩平行板的間距，由設備對地的安裝情況和機殼內(nèi)印制板的安裝狀態(tài)而定。 ε0是空氣的介電常數(shù)。 實際工程中以 A/t表示 CP的大小。要精確計算 A/t是很難的，一般取A/t=100。根據(jù) A/t值不同，共模干擾值與頻率的關系曲線如圖 5— 42。圖中縱坐標為共模耦合系數(shù)，低頻情況下，當兩端接地時，共模耦合系數(shù)為 0dB，兩端懸浮時， A/t=0，共模耦合系數(shù)明顯減小。同時可以看到隨著 A/t減小而耦合逐漸減少。 高頻輻射場對導線的干擾 平面波 對于任意一個微分段 dz來說，既有兩線間的耦合參數(shù)，又有感應電壓源，稱為具有分布電壓源的傳輸線微分段。 圖 5— 44為微分段 dZ的等效電路，得到回路電壓平衡方程式為 經(jīng)過對 (5． 98)式求導，并代入另一微分方程式 (5． 99)得 這是含分布源的傳輸線方程。從數(shù)學上看，它是式(5． 66)和式 (5． 67)傳輸線方程的非齊次微分方程 為求解含分布源的傳輸線方程，設在傳輸線任意一點 w處有微分電壓源 dU。假設由 w處向傳輸線左邊看去的等效阻抗為 ZeL，由 w處向右邊看去的等效阻抗為 ZeR，它們分別等于 ? 若以 w處為起始端向右到 s處構成傳輸線，起始端電壓為 dU，起始端電流為I(w)，輸入阻抗為 ZeR，線長為 (s一 w)，此時解得右段傳輸線各處電流為 同樣，以 w處為終端向左到 z=O處，構成一段傳輸線，終端電壓為 dU，終端電流為 I(w)，左端等效阻抗為 ZeL，線長為 w，解得傳輸線上電流為 應該清醒地注意到，電流 I39。(z)是在一個微分段電壓源 dU作用下得到的沿傳輸線分布的電流，如果沿傳輸線全長 o～ s間有連續(xù)感應的無數(shù)個 dU作用，則需將作用電流 I’(z)進行沿線積分，才能獲得實際電流的分布函數(shù)。 如果在傳輸線的上導線 (x=b處 )和下導線 (x=O處 )中，同時存在電場 Ei(b， z)和 Ei(0,z)作用，由于上導線和下導線中微電壓源方向一致，因此迭加后有 dUz=[Ei(b， z)Ei(0， z)]dz 如果在傳輸線的左端線 (z=0處 )和右端線 (z=s處 )中，同時存在微電壓源 Ei(O， x)dx和 Ei(s， x)dx，同樣，迭加后有 dUx=[Ei(0， x)Ei(s， x)]dx 在兩端線微電壓源作用下，沿傳輸線的分布電流為 在傳輸線的總電流中應該包含上、下、左、右四段導線中電壓源同時作用的和，即 以上結果是在傳輸線上和下導線中有沿 z軸方向分布的電場以及左和右端線中沿 x軸方向分布的電場的條件下得到的。但是實際工程中，輻射波來自任意方向，因此應該根據(jù)電磁波入射方向進行分析 圖 546平行 Oyz平面的不同入射方向的電磁波 圖 5— 46(a)入射電磁波與 Oyz平面平行，入射方向同 (一 y)軸。電場方向與 z軸一致， z方向有磁場分量 Hz。 如果將入射波的相位參考點選在兩導線的中間x=， 則 x=b處電場強度 Ez(b)=Ez(b/2)； x=O處電場強度 Ez(O)=Ez(b/2)e+； z=s處電流為 圖 547平行 Oxy平面的入射波 圖 5— 48給出了一種綜合分析的例子，設入射波在 Oxz平面內(nèi)，由左上角入射，并設相位參考點選在 B點 (b， 0， 0)，場強為 EB(w)。 在傳輸線左上角 z=0， x=b處場強可分解為 z軸方向分量 Ez(b，z)=EB(w)sinθ ejβzsinθ和 x軸方向分量 Ex=EB(w)cosθe+jβcosθ。 在上導線中， z=0， x=b處， Ez(b， 0)=EB(w)sinθ z=s， x=b處， Ez(b， s)=EB(w)sinθejβSsinθ 可解得 I1(z)分布函數(shù)。 在左端線中， z=0， x=b處， Ex(b， 0)=EB(w)cOSθ z=0， x=0處， Ex(0， 0)=EB(w)cosθe+jβbcosθ 可解得 I2(z)分布函數(shù)。 同理，可解得下導線和右端線電壓源作用感應的 I3(z)， I4(z)，然后按電流方向迭加 圖 548 Oxz平面內(nèi)的入射波 孔縫泄漏場對導線的感應耦合 孔縫泄漏電磁場 在封閉系統(tǒng)中，由于金屬殼體對電磁波的屏蔽作用，外界干擾源輻射的電磁能量很少滲透到系統(tǒng)內(nèi)部去。但是在封閉殼體的門窗、口蓋、孔洞、縫隙等不連續(xù)的開口處都會有較嚴重的電磁波泄漏，在殼體內(nèi)造成局部電磁環(huán)境的惡化 孔縫泄漏電磁場是一個復雜的電磁理論問題，很難用解析的方法來精確描述場的分布，一般采用簡化的近似理論來分析，大致可以歸納為兩種觀點：一種為衍射理論；另一種為電磁對偶原理。 a 衍射理論 (惠更斯原理 ) ? 無限大的導電平板中開有小孔 A，當電磁波垂直平板入射時 ,發(fā)生反射和繞射，但有部分透過平板上的小孔，并產(chǎn)生偏離原來入射方向的電磁波，這種現(xiàn)象稱為電磁波的衍射。 矩形孔衍射場 為了便于分析衍射場的分布，通常截取 Oxz和 Oyz兩個特殊平面觀察。 So=4ab為矩形孔面積。 矩形孔衍射場 圓形孔衍射場 設圓孔的圓心為坐標原點，孔半徑為 a．當 Ey=E0(常量 )均勻分布時 式中 J1為一階貝塞爾函數(shù)； S為圓孔面積 S=πa2。 b 電磁對偶原理 ? 設無限大的理想導電平板上有一小孔 A，導電平板厚度趨于零，四周為自由空間。小孔 A長 l，寬 w .導電平板后面有平面波入射，且有波長 λlw，在小孔 A上有均勻的電場分量 Ex=E0ejkr39。由于 λl可略去孔邊緣的繞射效應，垂直長邊 l的電力線均勻分布 在 yO區(qū)域中，空間界面分三部分 ? S0:A孔的平面 。有電場分量 Ex且是切向分量 ,磁場切向分量H0t應與 E0t垂直。但由于孔短邊 w很狹 (wl)沿孔兩側的磁場切向分量方向相反，量值相等，因此合成切向分量Hot=0 ? S1:導電平板 。理想導體，且無感應電流，因此平板表面沒有切向電場和磁場 ? S2:和無限遠處包圍導電平板的半球面 ,沒有電場和磁場 邊界條件 : So中， Eot=Ex H0t=0； S1中， E1t=O H1t=O； S2中， E2t=0 H2t=0。 構造一個對偶系統(tǒng)。設想有一個無限薄的理想導電片 SA，尺寸和孔 A相同，位于小孔 A的位置上。若單獨分析該導電片，在 y0區(qū)域，其邊界雖說有三部： Oxz平面、無限遠處閉合面和 SA面，實質(zhì)上前兩者為無源自由空間，電場磁場均為零，即有E1t=0,H1t=0， E2t=0， H2t=0，在導電片 SA上，根據(jù)對偶原理應有 HAt≠0， EAt=0。欲使 HAt ≠ 0，導電片中必然存在電流 i且 i=2wHAt，因此對偶導電片應是一個電流元 il，它所產(chǎn)生的輻射場為 導電平面中小孔已被導電片填補， y0區(qū)域不再存在電磁場，因為導電片的輻射場與小孔 A產(chǎn)生的泄漏場完全抵消了。導電片的輻射場與小孔 A的泄漏場是一對對偶場，應用對偶原理，經(jīng)過 EH，HE， 2wHAt2WEot， Zc1/Zc的替換 在 Oxz平面中只有 θ變化的情況下得電場分布如圖 5— 54中 yo區(qū)域所示。在 Oxy平面中 R 不變，電場分布是一個同心圓 孔縫泄漏場的數(shù)值分析 坐標變量變換成直角坐標變量 將此變換公式代入 (5． 20)中，得到矩形狹縫泄漏場電場強度分布函數(shù) 舉例現(xiàn)有長方孔，長 a=，寬 b=，試分析距孔心 y=1m處的場強，孔表面處入射平面波 E=eyE0ejwt． ejβz，入射波頻率 w=2π109 解： k=2π/λ=20． 9， x=0， y=1m， z=0，代入式 (5． 122)得 穿過孔縫的電磁場對導線激勵的分析 孔縫衍射電磁場 穿過孔縫的電磁場可按格林定理推導的基爾霍夫公式給出 : 設長條形狹縫入射波為垂直導電平面的平面電磁波，在狹縫表面上只有 xs方向的電場 Ex(xs) 當 λab時， x方向的振蕩因子變化緩慢，可寫為 電場沿導線的分布 轉(zhuǎn)換成直角坐標 直角坐標齊次變換矩陣為 P=Rt(γ， β， α)Ps+M (5． 126) 式中 P=[x， y， z]T為傳輸線坐標系坐標矩陣； Ps=[xs， ys， zs]T為孔心坐標系坐標矩陣； M=[w／ 2， h， l／ 2]T為平移矩陣； Rt(γ， β， α)為旋轉(zhuǎn)矩陣。 如若孔縫坐標系相對傳輸線坐標系存在傾斜、俯仰或旋轉(zhuǎn)角度，則應以實際的 γ， β， α值代人旋轉(zhuǎn)矩陣中，即可得到縫和線任意布置的場強分布 導線上的感應電流