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15 Partie 1 Les Grands Principes du Rayonnement
4ème année du Département Génie Électrique Partie 1 Les Grands Principes du Rayonnement

16 Premier état des lieux Deux points importants :
la plupart des antennes sont métalliques la grande majorité est de type antennes résonantes Dans un métal, les électrons libres se déplacent par défaut de façon erratique. Quand on crée une différence de potentiel (sinusoïdale par exemple), le champ interne commande alors la répartition de ces charges. Les courants et charges créés sont alors autant de sources élémentaires de champ électromagnétique. Mais selon leur répartition et leurs phases relatives, le champ global délivré par un élément métallique est la somme de toutes les contributions de ces sources élémentaires.

17 Mécanisme de rayonnement
Des charges transitant sur un métal droit à vitesse constante ne produisent pas de rayonnement. +++ pas de rayonnement Si les charges rencontrent une discontinuité (rupture, courbure...) leur vitesse change, il y a alors rayonnement. +++ rayonnement Dans une structure en résonance, les charges oscillent en permanence, créant un flux de rayonnement continu. rayonnement +++

18 La ligne bifilaire sur une charge
Rappels sur les lignes de transmission : Zr x superposition d’une onde incidente et d’une onde réfléchie Ligne bifilaire fermée sur une charge ligne sans pertes

19 La ligne bifilaire ouverte
Ligne en circuit ouvert : C.O. y Ligne en circuit ouvert phénomène d’ondes stationnaires

20 Ligne en résonance C.O. Ligne en circuit ouvert
phénomène d’ondes stationnaires En pratique, quand les brins sont relativement proches, les courants étant en opposition de phase, le champ global rayonné est pratiquement nul (heureusement d’ailleurs).

21 Écartement des brins L’approximation classique considère que si on écarte les brins de la ligne, la répartition du courant reste la même.

22 Le dipôle rayonnant On se retrouve alors avec des courants en phase permettant un rayonnement efficace : principe de l’antenne dipôle Pb : en pratique, il y a désadaptation. On cherchera alors une antenne résonante présentant une impédance d’entrée adaptée à une ligne en onde progressive.

23 Rappels sur le champ EM Caractéristiques du milieu :
Pour l’étude de phénomènes de propagation des ondes électromagnétiques, un milieu sera définit par : Sa permittivité électrique complexe (F/m) Sa perméabilité magnétique complexe Sa conductivité (S/m) pertes ohmiques

24 Sources de rayonnement
Des courants et des charges présents dans ce milieu sont appelés sources primaires : Densité surfacique de courants Densité volumique de charges (A/m²) (Cb/m3) Ces sources créent : Des champs électrique et magnétique (V/m) (A/m) D’autres courants et charges et phénomènes d’induction

25 Equations de Maxwell Dans le cas de milieux homogènes et isotropes on obtient les équations suivantes : Les sources peuvent présenter des densités linéiques, surfaciques ou même volumiques.

26 Domaine de résolution On considère deux domaines distincts de résolution de ces équations : en présence de charges et courants ou hors de toute charge ou courant. La résolution en présence de charges et courants permet de déterminer le champ produit par une répartition linéique, surfacique ou volumique de charges et courants (ce qui conduit au diagramme de rayonnement de l’antenne). Le second type de résolution permet de calculer les ondes électromagnétiques propagées en espace libre.

27 Régime sinusoïdal Toujours dans le cas de milieux homogènes, isotropes en régime harmonique on obtient les équations suivantes : On peut alors résoudre ces équations pour déterminer le champ produit par les charges et courants présents sur un conducteur.

28 Relation à la surface Interface avec un conducteur parfait 1, 1, 1
Le champ électrique est toujours perpendiculaire au conducteur. Le champ magnétique est toujours tangent au conducteur. Le champ électrique est proportionnel aux charges à la surface. Le champ magnétique est proportionnel aux courants à la surface.

29 Potentiels électromagnétiques
Pour évaluer les effets d’une source isotrope en un point P de l’espace on peut introduire les potentiels vecteur et scalaire : Puisque on peut écrire z P q Le vecteur A est donc défini à un gradient près, il existe alors une fonction V vérifiant : r o y j x

30 Potentiels électromagnétiques
En exprimant les équations de Maxwell en fonction des potentiels, on obtient les équations d’ondes : La résolution (complexe basée sur les fonctions de Green) donne pour une répartition linéique : potentiel scalaire potentiel vecteur

31 Source élémentaire Le doublet électrique élémentaire est un élément conducteur de taille négligeable dl où l’on peut supposer le courant constant sur la longueur (vitesse infinie). +q -q i(t) r P q z x r0 r1 C’est un outil théorique qui permet de déduire le comportement de toute antenne comme la somme de sources élémentaires.

32 Champ magnétique à une seule composante
Calcul du champ rayonné Le problème apparaît à symétrie de révolution par rapport à Oz. Le potentiel vecteur n’a qu’une composante Az : On obtient alors : Champ magnétique à une seule composante

33 Calcul du champ électrique
On peut déduire par la suite le champ électrique produit : Champ électrique à deux composantes et On se retrouve donc finalement avec 3 composantes de champ rayonné. Suivant la distance du point d’observation P par rapport à la source, on va faire des approximations différentes pour simplifier les expressions.

34 Approximations en fonction de r
Les termes en 1/r représentent le champ rayonné (prédominant quand r grand), les termes en 1/r2 donnent les champs induits et les termes en 1/r3 le champ électrostatique.

35 Les zones de rayonnement

36 Les zones de rayonnement

37 Approximation en champ lointain :
Rayonnement du doublet Approximation en champ lointain : i(t) dans le vide

38 Propagation champ lointain
En revenant aux équations dans le cas de milieux homogènes, isotropes et ne contenant pas les sources primaires, en régime harmonique on obtient les équations suivantes : Rq : Dans ce cas, on constate que les équations en E et H sont presque symétriques, la seule différence étant l’absence de charges et courants magnétiques. On peut alors introduire des sources magnétiques fictives pour symétriser ces équations. La solution du problème électrique donne alors celle du problème magnétique et inversement.

39 Equations de propagation
Les équations de propagation pour les champs et (exprimés en valeurs instantanées complexes) s’écrivent sous la forme suivante : Elles deviennent dans le cas où la propagation se fait selon la direction Oz :   et Le rapport représente la vitesse de propagation de l’onde. Sachant que généralement on considère que (sauf milieux ionisés et magnétiques) on écrit :

40 Solutions On a alors la relation fondamentale :
En régime sinusoïdal, ces équations admettent des solutions de la forme : et avec : (paramètre de phase de l’onde) Le rapport des modules de et exprime l’impédance d’onde du milieu considéré (en W) : c’est une quantité réelle. Valeur dans l’air : 377 ohms On a alors la relation fondamentale :

41 Onde sphérique - onde plane
Une source ponctuelle (charge Q) produit le rayonnement d’une onde sphérique. En effet la résolution des équations de potentiels dans le cas d’une source ponctuelle est à symétrie de révolution sphérique, et donne pour solution : En champ lointain, cela donne : La surface d’onde est une sphère centrée sur la source

42 Toutes peuvent s’exprimer comme la somme d’ondes planes.
Approximation d’onde plane Les solutions des équations de Maxwell sont nombreuses (dépendant des conditions initiales). Toutes peuvent s’exprimer comme la somme d’ondes planes. front d’onde l E H Sens de propagation

43 Puissance transportée
x y z E Quand la condition de champ lointain est respectée, la surface d’onde peut être assimilée à un front d’onde plane. La puissance transportée par l’onde est traduite par le vecteur de Poynting :

44 Polarisation de l’onde
On sait qu’en champ lointain E et H sont perpendiculaires entre eux et perpendiculaires à la direction de propagation. Par contre, suivant le type de source utilisé, l’orientation de ces vecteurs dans le plan d’onde peut varier. En se basant sur les variations de l’orientation du champ E au cours du temps, on définit la polarisation de l’onde. En repère sphérique, le champ E d’une onde plane est décrit par ses composantes : avec et

45 Première hypothèse : les composantes vibrent en phase
Polarisation rectiligne Première hypothèse : les composantes vibrent en phase Plusieurs possibilités : polarisation horizontale, verticale ou oblique animation

46 Exemple d’un doublet Polarisation rectiligne verticale i(t)

47 Polarisation rectiligne horizontale
i(t)

48 Exemple de 2 doublets en phase
Polarisation rectiligne oblique i(t)

49 Polarisation circulaire
Deuxième hypothèse : les composantes vibrent en quadrature de phase et leurs modules sont égaux

50 Polarisation circulaire par dé-synchronisation
i(t)

51 Polarisation elliptique
3 modes de polarisation polarisation rectiligne verticale, horizontale (plan H ou E) polarisation circulaire droite ou gauche polarisation elliptique animations

52 Les grands théorèmes Pour l’étude du fonctionnement des antennes, quatre grands théorèmes fondamentaux sont à connaître : le théorème de réciprocité de Lorentz le théorème de Huygens-Fresnel la théorie des images le principe de Babinet

53 Réciprocité de Lorentz
Si on considère deux distributions de courants I1 et I2 qui sont à l’origine de champs E1 et E2, on montre d’après les équations de Maxwell : les systèmes rayonnants sont réciproques (attention seulement dans le cadre des antennes passives). Pf Pr Pr Pf

54 sources superficielles équivalentes (électriques et magnétiques)
Principe de Huyghens-Fresnel Principe permettant de calculer le rayonnement à l’infini de n’importe quel type de source surface arbitraire sources sources superficielles équivalentes (électriques et magnétiques) champs nuls

55 Application radar Principe permettant de calculer le rayonnement à l’infini de n’importe quel type de source onde plane cible point d’observation Le champ reçu en P est la somme du champ que l’on recevrait sans obstacle (connu) et du champ diffracté par l’obstacle. On peut alors à l’inverse calculer la surface constituée de sources fournissant un tel champ.

56 Théorème des images Au niveau d’un point d’observation, le champ créé par une source +q placée au-dessus d’un plan réflecteur parfait de dimensions infini est équivalent au champ créé par l’association de cette charge avec son image par symétrie par rapport au plan de charge –q. P P x x +q +q -q

57 Images en courant Le même principe s’applique pour les sources de courants. L’image sera formée de la symétrie de la répartition de courant de signe opposé (opposition de phase). P P x x I I I à la base de très nombreuses applications en antennes

58 Principe de Babinet Le théorème de Babinet reprend l’aspect symétrique des équations de Maxwell. H E cas 1 cas 2 Le champ total du cas 1 va être égal au champ diffracté du cas 2 et inversement.

59 Application aux antennes
Toute fente pratiquée dans un plan de masse de grande dimension aura le même comportement en rayonnement que l’antenne métallique complémentaire à ceci près que les champs E et H sont inversés. E H