Hertzscher Dipol

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Der Hertz'sche Dipol (nach Heinrich Hertz), auch Elementardipol genannt, ist die Idealisierung eines elektrischen Strahlers und dient der Berechnung der Abstrahlung realer Antennen sowie als Bezugsantenne, um die Richtwirkung einer Antenne als Gewinn zahlenmäßig zu erfassen. Eine Verallgemeinerung ergibt die (mitbehandelte) Multipolstrahlung.

Der Hertz'sche Dipol als Modell[Bearbeiten]

Betrag der elektrischen Feldstärke E=|\mathbf E| (farbig) und der Poynting-Vektor (schwarze Pfeile) im Nahfeld des vertikal in der Bildebene liegenden Dipols. Blaue/rote Farben bedeuten ein nach unten/oben orientiertes elektrisches Feld.
Animation der Zeit- und Orts­abhängigkeit von E- und H-Feld in der xy-Ebene

Dem Hertz'schen Dipol als Modell liegt ein elektrisches Dipolmoment \mathbf p, das sinusförmig mit der Kreisfrequenz \omega variiert, zugrunde, dargestellt in komplexer Schreibweise

\mathbf p\,\mathrm{e}^{-\mathrm{i}\omega t}.

Ein solches reines Dipolmoment ohne räumliche Ausdehnung (Punktdipol) entsteht im Grenzübergang oszillierender Ladungsträger mit verschwindender Schwingungsamplitude (\mathbf {l} \to 0) und divergierender Ladungsmenge (q \to \infty).

Exakte Gleichungen[Bearbeiten]

Für das magnetische und elektrische Feld am durch Abstand r und Richtung \mathbf n gegebenen Ort gilt:

\mathbf {H} = \frac{\omega^3}{4\pi c^2}(\mathbf n \times \mathbf p)
  \left(\frac{1}{\rho}+\frac{\mathrm{i}}{\rho^2}\right)
  \,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}       (azimutal, verläuft in Breitenkreisen um die Dipolachse)
\mathbf E = \frac{\omega^3}{4\pi \varepsilon c^3} \left[
    (\mathbf n\times\mathbf p)\times\mathbf n\,\frac{1}{\rho}
    +\left(3\mathbf n(\mathbf n\cdot\mathbf p)-\mathbf p\right)
    \left(\frac{1}{\rho^3}-\frac{\mathrm i}{\rho^2}\right)\right]
    \,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}   (Meridionalebene bzw. meridional „Richtung Süden“ und radial )

Darin ist

Aus diesen Gleichungen für den Hertz'schen Dipol lassen sich, im Gegensatz zu allen anderen Antennentypen, die Ausbreitungsgeschwindigkeiten der Wellenfronten analytisch berechnen. Insgesamt ergibt sich ein Strahlungsfeld, das zu jedem Zeitpunkt geschlossene Feldlinien hat, mit einer in allen Lehrbüchern wiedergebenen charakteristischen Nierenform (siehe z. B. das Außenfeld in Bild 1). Betont man zusätzlich die Zeitabhängigkeit, so erhält man obige Animation, welche in realistischer Weise u.a. die Phasengeschwindigkeit v_p, die Gruppengeschwindigkeit v_g und die Ausbreitungsgeschwindigkeit der Energie v_e in Einheiten der Lichtgeschwindigkeit c als Funktion der Entfernung zur Quelle in Einheiten der Kreis-Wellenzahl k=\tfrac{\omega}{c}=\tfrac{2\pi}{\lambda} ergibt. Für große Abstände nähern sich alle diese Geschwindigkeiten der Lichtgeschwindigkeit. Im Nahfeld gibt nur v_e die Geschwindigkeit der Signalausbreitung richtig wieder.

Kugelkoordinaten mit zugehöriger vom Ort abhängigen Orthogonalbasis (\theta = \vartheta)

Durch zerlegen der Felder in die Komponenten der Kugelkoordinaten ergibt sich die zweite besonders in den Ingenieurswissenschaften gängige Darstellung. Hier wird auch die Ausrichtung des Feldes schnell deutlich.

\underline {H}_\varphi = \mathbf e_\varphi \cdot \mathbf H  
  = - | \mathbf p| \, \sin\vartheta \,\frac{\omega^3}{4\pi c^2}
    \, \left(\frac{1}{\rho}+\frac{\mathrm{i}}{\rho^2}\right) 
    \,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}
\underline E_\text{r} = \mathbf e_\text{r} \cdot \mathbf E = 2 |\mathbf p| \,\cos \vartheta \, \frac{\omega^3}{4\pi \varepsilon c^3} \left( \frac{1}{\rho^3}-\frac{\mathrm i}{\rho^2}\right) \,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}
\underline E_\vartheta = \mathbf e_\vartheta \cdot \mathbf E
  = |\mathbf E - \mathbf E_\text{r}|
  = - \sin \vartheta \, |\mathbf p| 
    \, \frac{\omega^3} {4\pi \varepsilon c^3}
    \, \left( \frac{1}{\rho} - \frac{1}{\rho^3} + \frac{\mathrm i}{\rho^2} \right)
     \,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}
\underline H_\text{r} = 0 ; \underline H_\vartheta = 0 ; \underline E_\varphi = 0

Nah- und Fernbereich[Bearbeiten]

Im Nahbereich, r\ll\lambda, dominiert wegen des Terms \propto\rho^{-3} das elektrische Feld, während das Magnetfeld vernachlässigt werden kann: Es ist etwa im Verhältnis (r/λ) schwächer und in Gegenphase zum elektrischen Feld (d. h. wenn das eine Feld maximal ist, hat das andere ein Minimum).  \mathbf E verhält sich hier wie ein quasistatisches (d. h. langsam oszillierendes) Dipolfeld, und das Magnetfeld ist, analog zu einer schwachen induktiven Impedanz im Verhältnis zum starken Ohmschen Widerstand, vernachlässigbar.

Die elektrische Feldstärke ist hier \propto\rho^{-3}, Winkel- und Frequenzabhängigkeit entsprechen dem langsam oszillierenden Dipolmoment.

Im Fernbereich, r\gg\lambda, sind Radiusvektor, elektrisches Feld und Magnetfeld paarweise orthogonal zueinander und die Felder in Gleichphase, im cgs-System sogar von identischer Stärke. Quantitativ gilt in diesem System |\mathbf{E}|=|\mathbf{H}| \ \propto|\mathbf p| \ \omega^2/r (bzw. Strahlungsintensität  \propto |\mathbf p|^2\omega^4).

Damit sich die Feldlinien des elektrischen Feldes schließen, gibt es noch eine radiale Komponente. Im Nahbereich gilt dafür ein Term \propto\rho^{-3} und im Fernbereich dominiert der Term \propto\rho^{-2}.

Konsequenzen[Bearbeiten]

Die letzte Formel hat viele Konsequenzen, u.a. für die gesamte Radio- und Fernsehtechnik[1], für die blaue Färbung des Himmels, die dadurch entsteht, dass die im „grünen“ Spektralbereich dominierende Strahlung der Sonne (Lichtspektrum f=(\omega /2\pi )\sim 550 \ 10^{12} Hertz) die Luftmoleküle zu Dipolstrahlung anregt, die im „Blauen“ dominiert (Frequenzen um den höheren Wert f^\prime :=(\omega^\prime /2\pi )\sim 650 \ 10^{12} Hertz; das ungefähre Verhältnis, (\omega^\prime /\omega )^4\cong4 x 6,5/5,5, entspricht nahezu einer Verdoppelung der Strahlungsintensität beim Übergang von einer grünen zu einer blauen Frequenz mit gegebenem Dipolmoment). Ferner ist die angegebene Formel auch für die heute fast alltäglich gewordene Mobiltelefonie relevant. Dabei erfolgt die Kommunikation über die vom Mobiltelefon zu den nächstgelegenen Vermittlungsknoten ausgehende Dipolstrahlung, deren Frequenzbereich (~109 Hertz) genügend hoch ist, dass trotz minimalen Energieverbrauchs der Mobiltelefone die Signalintensität für die Informationsübertragung ausreicht. Zugleich liegen die Frequenzen der Mobiltelefonie noch im biologisch unschädlichen Bereich, im Gegensatz etwa zur Röntgenstrahlung.

Von der Fernfeldnäherung zum Antennendiagramm[Bearbeiten]

Im Fernfeld sind die Terme mit \rho^{-2} und \rho^{-3} vernachlässigbar. Schreibt man nur die dominierenden Terme auf, so folgt:

\mathbf H \cong \frac{\omega^2}{4\pi c r}(\mathbf n \times \mathbf p)\,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}
\mathbf E \cong \frac{\omega^2}{4\pi \varepsilon c^2 r} (\mathbf n\times\mathbf p)\times\mathbf n\,\mathrm{e}^{\mathrm{i} (\rho-\omega t)}
Betrag der Feldstärke im Fernfeld eines vertikalen Hertz'schen Dipols in Kugelkoordinaten

Der Betrag des gemeinsamen Faktors \mathbf n \times \mathbf p enthält die Richtungsabhängigkeit der Feldstärke. Sie variiert wie \cos\varphi mit dem Winkel \varphi zur Äquatorebene und ist unabhängig vom Azimut (siehe nebenstehendes Antennendiagramm).

Der Poynting-Vektor \vec{S}=\vec{E}\times\vec{H} gibt die Energieflussdichte an. Sein Betrag, zeitlich gemittelt, ist im Fernfeld

\langle|\vec{S}((\theta ,r)|\rangle =\frac{1}{2}\,\frac{\omega^2|\mathbf p|}{4\pi \varepsilon c^2 r}\,\frac{\omega^2|\mathbf p|}{4\pi c r}\,(1-\cos^2\theta )

und bis auf einen 1/r^2-Faktor gleich der Strahlungsintensität I(\theta )=\frac{\omega^4|\mathbf p|^2}{32\pi^2\varepsilon c^3}\,(1-\cos^2\theta ).

Dabei ist \theta der von \mathbf p aus gemessene Polarwinkel des Vektors \mathbf r. Vom Azimutalwinkel \varphi hängt das Ergebnis dagegen nicht ab.

Die Ausstrahlung erreicht also ihr Maximum in den Richtungen senkrecht zu \mathbf p, also senkrecht zur Antenne. In Antennenrichtung selbst verschwindet sie.

Integriert man über alle Richtungen, so ergibt sich die insgesamt ins Fernfeld abgestrahlte Leistung zu P = \frac{\omega^4|\mathbf p|^2}{12 \pi \varepsilon c^3} ,  weil 1-\overline{\cos^2\theta}=2/3 gilt und der volle Raumwinkel 4\pi ist. Bei isotroper Verteilung ergäbe sich stattdessen eine Strahlungsintensität von \bar{I} = \frac{\omega^4|\mathbf p|^2}{48 \pi^2 \varepsilon c^3}. Das als Antennengewinn bezeichnete Verhältnis \tfrac{I(0)}{\bar{I}} beträgt im Vakuum also 1,5 (etwa 1,76 dBi).

Verallgemeinerung: Multipolstrahlung[Bearbeiten]

Definitionen[Bearbeiten]

Die Zuführung eines Wechselstroms der Kreisfrequenz \omega zu einer Antenne der Länge l erzeugt also einen periodisch oszillierenden elektrischen Dipolvektor mit der Antennenrichtung (z-Richtung) als Dipolrichtung. (Das elektrische Dipolmoment ist \propto Q(t)\cdot l, wobei Q(t) die periodisch oszillierende elektrische Ladung ist.)

Ebenso wird durch ein in der (x,y)-Ebene auf einem Kreis mit Radius \Delta R umlaufendes Teilchen mit der konstanten Ladung Q0 ein magnetischer Dipolvektor erzeugt, der per Konvention ebenfalls die z-Richtung hat und entsprechend dem Umlaufsinn zirkular polarisiert ist. (Das magnetische Dipolmoment ist \propto\pi (\Delta R)^2\cdot Q_0 \ ; die Kreisfrequenz des Umlaufs ist \omega.)

Magnetische Dipolstrahlung ist also wegen der quadratischen Abhängigkeit des Momentes von der (im Vergleich zu λ) kleinen Länge \Delta R von vornherein eine Größenordnung schwächer als elektrische Dipolstrahlung. Für diese gilt dagegen die schon bekannte lineare Beziehung.[1]

Zwei geringfügig gegeneinander verschobene entgegensetzt-gleiche Dipolvektoren ergeben einen sog. „Quadrupoltensor“, zwei geringfügig gegeneinander verschobene entgegengesetzt-gleiche Quadrupole einen „Oktupol“, usw. Die Zahl der Freiheitsgrade erhöht sich dabei jedesmal um zwei, nicht um drei, weil bei der Richtung der Verschiebung nur die beiden Winkelkoordinaten senkrecht zur z-Achse involviert sind.

Anstelle der kartesischen Koordinaten (x, y, z) werden im Folgenden Kugelkoordinaten (r,\theta ,\varphi ) benutzt, die in der üblichen Weise miteinander zusammenhängen.

Formel[Bearbeiten]

Die zugehörige Verallgemeinerung der Hertzschen Dipolstrahlung ist die sogenannte Multipolstrahlung. Anstelle des Dipolvektors treten elektrische plus magnetische Multipolmomente a_{\ell m}^{(E)} bzw. a_{\ell m}^{(M)} auf, wobei die Indizes l und m sich auf die polaren brw. azimutalen Winkelvariablen \theta bzw. \varphi der Kugelkoordinaten beziehen. Die allgemeine Formel ist nach John David Jackson

\mathbf{E}(\mathbf{x},t)=\Re\left(\sum_{\ell = 1,2, \dots}^\infty \sum_{\ \ m=-\ell , -\ell +1 , \dots}^\ell \ \left[a_{\ell m}^{(M)} h_\ell^{(1)}(kr) \mathbf{X}_{\ell m}(\theta, \varphi)+\frac{iZ_0}{k}a_{\ell m}^{(E)}\mathbf{\nabla}\times(h_\ell^{(1)}(kr)\mathbf{X}_{\ell m}(\theta, \varphi))\right]e^{-i\omega t}\right)
\mathbf{H}(\mathbf{x},t)=\Re\left(\ \sum_{\ell=1}^\infty \ \ \ \ \ \ \sum_{m=-\ell}^\ell \ \ \ \ \ \ \ \left[a_{\ell m}^{(E)} h_\ell^{(1)}(kr) \mathbf{X}_{\ell m}(\theta, \varphi)-\frac{i}{kZ_0}a_{\ell m}^{(M)}\mathbf{\nabla}\times(h_\ell^{(1)}(kr)\mathbf{X}_{\ell m}(\theta, \varphi))\right]e^{-i\omega t}\right)

Dies entspricht ungefähr der Vertauschung von E und H unter Berücksichtigung des Vorzeichens ( +iZ0 → -i/Z0), analog zur formalen Vertauschungssymmetrie der freien Maxwellschen Gleichungen im cgs-System (Vakuum, B=H, D= E ):

\operatorname{rot}\mathbf E + \partial \mathbf H/c\partial t =0, \quad \operatorname{rot}\mathbf H -\partial \mathbf E/c\partial t =0.

Der Ausdruck \Re , die „Realteilbildung“, wird oft der Einfachheit halber weggelassen. Z_0 ist die Vakuumimpedanz  \sqrt{\mu_0/\varepsilon_0}. Die \mathbf X_{\ell m} sind die sphärischen Momente des Radiusvektors. Die Gewichtsfaktoren a_{\ell m}^{(E)} bzw. a_{\ell m}^{(M)} beschreiben für l=1 elektrische bzw. magnetische Dipolstrahlung bzw. für l=2 Quadrupolstrahlung, jeweils mit 2l+1 verschiedenen m-Werten. Man hat also für die aufeinander folgenden l-Werte drei bzw. fünf m-Werte. Im Fernbereich kann die Radialfunktion h_\ell^{(1)}(kr), eine sphärische Besselfunktion, vereinfacht werden zu h_\ell^{(1)}(kr)\cong (-i)^{\ell+1}\frac{e^{i k r}}{k r}, in Übereinstimmung mit den obigen Formeln. Die Größe k schließlich ist gleich ω/c.

Nah- und Fernfeld[Bearbeiten]

Im Nahbereich sind die Feldkomponenten jetzt — bei komplizierter Richtungsabhängigkeit, gegeben durch die sog. Kugelfunktionen Y_{l,m}(\theta ,\varphi ) —  proportional zu r^{-(\ell+2)}.  Im Fernbereich sind dagegen nach-wie-vor alle Komponenten \propto 1/r \ , und die elektrischen bzw. magnetischen Felder sowie der Radiusvektor sind wie bei ebenen elektromagnetischen Wellen paarweise orthogonal zueinander.

Monopolstrahlung würde l=0 entsprechen. Dass diese nicht auftreten kann, ist anschaulich klar, weil z. B. das Außenfeld einer kleinen geladenen Kugel unabhängig vom oszillierenden Kugelradius nur durch die im Kugelmittelpunkt vereinigte konstante Gesamtladung gegeben ist.

Siehe auch[Bearbeiten]

Literatur[Bearbeiten]

  • John D. Jackson: Klassische Elektrodynamik. Gruyter, 2002, ISBN 3-11-016502-3 , 3. Auflage
  • Klaus Kark: Antennen und Strahlungsfelder : elektromagnetische Wellen auf Leitungen, im Freiraum und ihre Abstrahlung (mit 79 Tabellen und 125 Übungsaufgaben). Vieweg, Wiesbaden 2006, ISBN 978-3-8348-0216-3

Weblinks[Bearbeiten]

Einzelnachweise und Fußnoten[Bearbeiten]

  1. a b Dipolmoment und Antennenlänge werden bei elektrischer Dipolstrahlung in Beziehung gebracht, indem z. B. näherungsweise |\mathbf p|(t)=l\cdot |Q(t)| gesetzt wird, mit der mit der Frequenz ω/(2π) oszillierenden, an Ober- und Unterseite entgegegensetzt-gleichen Ladung Q(t) auf der Antenne, multipliziert mit deren Länge l.