天線技術 課件(西電第二版)第4章

第3章對稱天線、折合天線和單極天線3.1對稱天線3.2折合天線3.3單極天線3.4對稱天線的饋電技術習題33.1對稱天線圖3-1對稱天線圖3-2終端開路的傳輸與對稱天線(a)終端開路傳輸線；(b)對稱天線的電流分布3.1.1對稱天線上的電流分布

根據對稱天線的結構特點，工程上的近似方法是，把它看成是由一對終端開路的傳輸線兩臂向外張開而得來的，并假設張開前、后的電流分布相似，如圖3-2所示。設開路傳輸線上的電流按正弦規(guī)律分布，如圖3-2（a）所示。如果取對稱天線的中心為坐標原點，天線軸為z軸，如圖3-2（b）所示，則天線上的電流振幅分布表示式為Iz=Imsin［β(l-z)］

上臂(z>0)Iz=Imsin［β(l+z)］下臂(z<0)式中:Im為波腹點電流;β是對稱天線上電流波的相移常數，此時它就等于在自由空間時的相移常數（β=2π/λ）。圖3-3l為不同值時，對稱天線上的電流分布3.1.2對稱天線的輻射和方向特性

1．對稱天線的輻射特性確定了對稱天線上的電流分布后，就可以計算它在空間任一點的輻射場強了。由于對稱振子天線的長度與波長可以比擬，因此它上面各點的電流分布與電流元不一樣，不再是等幅同相的了。但是我們可以將對稱天線分成許多小微段，把每一小微段看作一個電流元，微段上的電流在某一瞬間可認為是等幅同相的。于是對稱天線在空間任一點的輻射場強，就是由這許多電流元所產生的場強的疊加。［例3-1］對稱振子天線沿z軸放置，如圖3-4所示。設其上的電流分布為Iz=Imsin［β(l-|z|)］求對稱天線在遠區(qū)場P點產生的輻射場強的表達式。(3-1-2)

解在對稱振子兩臂的對稱位置上各取一個微段dz作為電流元（小單元），由單元電流Izdz產生的輻射場強為

(3-1-3)其中,r為由觀察點P至單元電流Iz

dz的距離，θ為射線r與天線軸線間的夾角。

r0是對稱振子的中點O與P點的距離。由于觀察點P是在遠區(qū)，r1、r2和r0基本上是平行的，因而θ1≈θ2≈θ0。于是這兩個電流元在P點的場可認為都是在r0方向。將式(3-1-1)或式(3-1-2)代入式(3-1-3)，得到天線上坐標為z處的單元電流Iz

dz在觀察點P產生的輻射電場為上臂下臂(3-1-4)另外，由圖3-4可以看出，對遠區(qū)場而言，可以認為θ1=θ2=θ0，并假設它等于θ，則有r1=r0-zcosθ

上臂(z>0)r2=r0+z

cosθ

下臂(z<0)(3-1-6)所以式(3-1-5）可寫成積分后得圖3-4對稱天線的輻射

2．對稱天線的方向特性

用式(3-1-7）雖然可以表示對稱天線的方向特性，但還不明顯、不直觀，故常用方向性函數和方向圖來表示。用方向圖可以直接看出各個方向上場強或功率密度的相對大小，分別稱為場強方向圖或功率方向圖。將式(3-1-7）略去相位因子，并與式(2-2-1）相對比可知，對稱天線的輻射場強方向性函數為

(3-1-8)由上式可以看出，對稱振子輻射場的大小是與方向有關的，它向各個方向的輻射是不均勻的。其場強方向性函數為方向性函數F（θ，φ）不含φ，這表明對稱振子的輻射場與φ無關，也就是說對稱振子在與它垂直的平面（H面）內是無方向性的。當θ=90°，F（θ）=常數時，方向圖是一個圓，且與天線的電長度l/λ無關。在子午面（E面）即包含振子軸線的平面內，對稱天線的方向性比電流元復雜，方向性函數不僅含有θ，而且含有對稱振子的半臂長度l，這表明不同長度的對稱振子有不同的方向性。對稱振子的E面方向性圖隨l/λ變化的情況如圖3-5所示。圖3-5對稱振子天線的方向圖由圖3-5可得出下列結論：

(1)當振子全長2l在一個波長內（2l≤λ）時，E面方向圖只有兩個大波瓣，沒有小波瓣，其輻射最大值在對稱振子的垂直方向（θ=90°）。而且振子越長，波瓣越窄，方向性越強。如圖3-5（a）所示。

(2)當振子全長超過一個波長（2l>λ）時，天線上出現反向電流，在方向圖中出現副瓣。在2l=1.25λ時，與振子垂直方向的大波瓣兩旁出現了小波瓣。如圖3-5（b）所示。

(3)隨著l/λ的增加，當2l=1.5λ時，原來的副瓣逐漸變成主瓣，而原來的主瓣則變成了副瓣，如圖3-5（c）所示。

(4)在l/λ=1，即2l=2λ時，原主瓣消失變成同樣大小的四個波瓣，如圖3-5（d）所示。當2l=1.5λ時，最大輻射方向已經偏離了振子的垂直方向。當2l=2λ時，振子垂直方向根本沒有輻射了。對稱天線在子午面（E面）內的方向圖隨l/λ而變化的物理原因是，不同長度的對稱振子上的電流分布不同。如圖3-3所示，在2l≤λ時，振子上的電流都是同相的。2l>λ以后，振子上的電流出現了反相部分。正是由于天線上的電流分布不同，各微段至觀察點的射線之間存在著行程差，因而電場間便存在著相位差。疊加時是同相相加的，即有最大的輻射；如是反相相減，則有零點值；而在其他方向上，有互相抵消作用，于是便得到了比最大值小的其他值。最常用的對稱振子是2l=λ/2的半波振子或半波對稱天線，由式(3-1-8)得其方向性函數為

2l=λ的對稱振子叫做全波振子或全波對稱天線，它的方向性函數是(3-1-10)(3-1-9)3.1.3對稱天線的阻抗特性

1．對稱天線的輻射功率

輻射功率的物理意義是：以天線為中心，在遠區(qū)范圍內的一個球面上，單位時間內所通過的能量。輻射功率的表示式為

(3-1-11)式中：表示在遠區(qū)場作閉合球面積分；S=E20/(2Z0)=E20/(240π)是功率密度，E0是遠區(qū)輻射電場的幅度,Z0=120π為波阻抗。根據前面的討論，對稱振子的遠區(qū)輻射電場是它的幅度是(3-1-12)將式(3-1-12）代入式(3-1-11）,得到對稱天線的輻射功率為(3-1-13)

2．對稱天線的輻射電阻輻射電阻的定義為：將天線向外所輻射的功率等效為在一個輻射電阻上的損耗,即(3-1-14)由于對稱振子上的電流按正弦分布，沿線電流幅度是變化的，即I(z)=Imsin［β(l-|z|)］因此,參考電流選得不同,輻射電阻就不同。一般常以正弦分布的波腹電流Im為參考，這時得到的輻射電阻是(3-1-15)積分過程很復雜，結果如下：RΣ=30［2(C+ln(2βl)-Ci(2)βl)+sin2βl(Si(4)βl-2Si(2)βl)+cos2βl(C+ln(βl)+Ci(4)βl-2Ci(2)βl)］式中:C=0.5772為歐拉常數；Ci(x)和Si(x)分別為余弦積分和正弦積分，即(3-1-18)(3-1-17)

3．對稱天線的輸入阻抗

1）特性阻抗由傳輸線理論知，平行均勻雙導線傳輸線的特性阻抗沿線是不變化的，它的值為式中:D為兩導線間距；a為導線半徑。而對稱振子兩臂上對應線段之間的距離是變化的，如圖3-7所示，因而其特性阻抗沿線也是變化的。圖3-7中，2δ為對稱振子饋電端的間隙。設對稱振子兩臂上對應線段（對應單元）之間的距離為2z，則對稱振子在z處的特性阻抗為式中，a為對稱振子的半徑。將Z0(z)沿z軸取平均值即得對稱振子的平均特性阻抗:(3-1-19)可見隨l/a的變化而變化，在l一定時，a越大，則平均特性阻抗越小。圖3-6對稱振子的輻射電阻與的關系曲線圖3-7對稱振子特性阻抗的計算

2）輸入阻抗平行均勻雙導線傳輸線是用來傳送能量的，它是非輻射系統(tǒng)，幾乎沒有輻射，而對稱振子是一種輻射器，它相當于具有損耗的傳輸線。根據傳輸線理論可知，長度為l的有損耗傳輸線的輸入阻抗為(3-1-20)式中：Z0為有損耗傳輸線的特性阻抗，以式(3-1-19）的來代替；α和β分別為對稱振子上等效衰減常數和相移常數。3）對稱振子上的等效衰減常數α由傳輸線的理論知，有損耗傳輸線的衰減常數α為式中，R1為傳輸線的單位長度電阻。對于對稱振子而言，損耗是由輻射造成的，所以對稱振子的單位長度電阻就是其單位長度的輻射電阻，記為RΣ1，再根據沿線的電流分布I(z)，可求出整個對稱振子的等效損耗功率為(3-1-21)對稱振子的輻射功率為(3-1-22)因為PL就是PΣ，令PL=PΣ，則有(3-1-23)對稱振子的沿線電流分布為(3-1-24)將上式代入式(3-1-23）得(3-1-25)因此，等效衰減常數α可寫成(3-1-26)有了等效參數Z0和α，就可以利用等效傳輸線輸入阻抗的公式，即式(3-1-20）來計算天線的輸入阻抗Zin了。但計算過程很繁瑣，而且輸入阻抗Zin與對稱天線電長度l/λ之間的關系很不直觀，因此實際上是以為參變數，作出Zin=f(l/λ)的各種曲線來求輸入阻抗的。圖3-8對稱振子的輸入阻抗與l/λ的關系曲線由圖3-8可以得到下列結論：

(1)對稱振子的平均特性阻抗越低，Rin和Xin隨頻率的變化越平緩，其頻率特性越好。所以欲展寬對稱振子的工作頻帶，就必須減小。常常采用的方法是加粗振子直徑的方法，如短波波段使用的籠形振子天線就基于這一原理。

(2)l=λ/4時，對稱振子處于串聯(lián)諧振狀態(tài);而l=λ/2時，對稱振子處于并聯(lián)諧振狀態(tài)。無論是串聯(lián)諧振還是并聯(lián)諧振，對稱振子的輸入阻抗都為純電阻。但在串聯(lián)諧振點l=λ/4的附近，輸入電阻隨頻率變化平緩，且Rin=RΣ=73.1Ω。這就是說，當l=λ/4時，對稱振子的輸入阻抗是一個不大的純電阻，且具有較好的頻率特性，也有利于同饋線的匹配，這是半波振子被廣泛采用的一個重要原因。而在并聯(lián)諧振點附近，，是一個高阻抗，且輸入阻抗隨頻率變化劇烈，頻率特性不好。按式(3-1-20）計算對稱振子的輸入阻抗很繁瑣。對于半波振子，在工程上可按下式作近似計算：(3-1-27)當振子臂長在0～0.35和0.65～0.85范圍時，計算結果與實驗結果比較一致。在天線工程中，最常用的是半波對稱振子，與全波對稱振子比較，其輸入電阻受β的影響較小且隨頻率的變化較平緩，頻帶較寬。［例3-2］設對稱振子的長度為2l=1.2m，半徑a=10mm，工作頻率為f=120MHz，試近似計算其輸入阻抗。

解對稱振子的工作波長為所以查圖3-6得RΣ=65Ω由式(3-1-19）得對稱振子的平均特性阻抗為將以上RΣ、

及β=2π/λ一并代入輸入阻抗公式，則得3.2折合天線3.2.1折合天線的阻抗特性圖3-9折合振子與短路雙線傳輸線(a)短路雙線傳輸線；(b)折合振子；(c)電流加倍的半波振子可對折合振子簡單分析如下：（1）折合振子的輸入阻抗高。設折合振子的輸入阻抗為Zin，半波振子的輸入阻抗為Zin1，它們有相同的輸入功率Pin，則所以

(3-2-1)（2）根據耦合振子理論可知，半波折合振子的總輻射阻抗為

(3-2-2)由于兩振子間距很小，因此有式中:ZΣ1、ZΣ2分別是兩單線半波振子的輻射阻抗;Z11、Z22是它們的自阻抗，也是半波振子的輻射阻抗；Z12、Z21是它們的互阻抗。折合振子因為其電流分布和單線振子相同，故其方向特性和單線半波振子完全相同。同時，因為半波折合振子的輸入電流與波腹電流正好相同，所以其輸入電阻與輻射電阻相同。因此，折合振子的輻射阻抗等于半波振子輻射阻抗的四倍，即ZΣ=4Z11

(3-2-4)因為半波振子的輸入阻抗為純電阻，且輸入阻抗等于輻射阻抗，即Rin1=RΣ1=73Ω，所以折合振子的輸入阻抗為因此，折合振子的輸入阻抗是半波振子的四倍。（3）折合振子也可以看成是加粗的振子，它的等效半徑ae比較大，即(3-2-5）式中,a是導線的半徑，d是兩線間的距離。折合振子的兩根導線的線徑也可以不相等，如圖3-10所示。調整它們的比例可以改變折合振子相對于普通半波振子的輸入阻抗的變換比例。不等直徑折合振子與半波振子輸入阻抗之間的關系是(3-2-6）式中,C取決于線的間距d和線徑a1、a2，在線徑a1、a2遠小于間距d的一般情況下：(3-2-7）由上式可見，不連接饋線那根導線的半徑a2大于連接饋線那根導線的半徑a1時，即a2>a1

時，C>1，Zin>4Zin1；反之，若a2<a1，則Zin<4Zin1。這說明，折合天線的輸入阻抗還可以通過選擇兩根不同直徑的導線來進行調整，便于天線與饋線進行良好的匹配，這也是折合天線獲得廣泛使用的原因之一。折合振子除了可以用兩根導線做成以外，還可以使用兩根以上相同線徑的半波長導線做成，這時:(3-2-8)式中，N是導線的根數。圖3-10折合振子3.2.2折合天線的寬頻帶特性

折合振子除了可提高輸入阻抗以外還可加寬頻帶。折合振子還具有一定的寬頻帶特性，其原因可以作如下解釋：當把它看作傳輸線時，它是兩個串聯(lián)的λ/4短路線，如圖3-9（b）所示；而從整個天線看，它又是一個直徑很粗的λ/4開路線，如圖3-9（c）所示；折合振子天線上既有傳輸線電流通路，又有天線電流通路。因此，可以把它看成是兩個串聯(lián)的λ/4短路線與一個λ/4開路線并聯(lián)。在諧振狀態(tài)時，開路線與短路線都呈現純電阻特性；當偏離諧振頻率時，兩者中一個呈現感抗，另一個呈現容抗，具有電抗補償作用，使總的阻抗變化量不大，因此能在較寬的頻帶內滿足阻抗匹配的要求。3.3單極天線3.3.1單極天線的方向特性與阻抗特性

1．單極天線的方向特性當設地面為無限大的理想導電平面時，可用鏡像法來分析垂直接地的單極天線。天線臂與其鏡像構成一對稱振子，如圖3-11（b）所示。垂直天線與鏡像天線的電流等幅同相。由于垂直接地單極天線只在地面的上半空間輻射，因此，其方向圖在地面的上半空間與相應對稱天線的方向圖相同。分析如下：在理想導電平面上的單極天線的輻射場，可直接利用自由空間對稱振子的公式進行計算，即(3-3-1)式中，β=2π/λ；Im為波腹點電流，工程上常采用輸入電流表示。波腹點電流與輸入點電流I0的關系為(3-3-2)架設在地面上的線天線的兩個主平面方向圖一般用水平平面和垂直平面來表示。設Δ為射線與地面間的夾角，當仰角Δ及距離r為常數時,電場強度隨方位角φ的變化曲線即為水平面方向圖；當方位角φ及距離r為常數時,電場強度隨仰角Δ的變化曲線即為垂直面方向圖。參看圖3-11（b）,將θ=90°-Δ及式(3-3-2）都代入式(3-3-1）中，得架設在理想導電平面上的單極天線的方向性函數為由上式可見，單極天線水平面方向圖仍然為圓。圖3-12給出了四種不同的l/λ的垂直平面方向圖。它與自由空間對稱振子方向圖的差別只是在下半空間無輻射。(3-3-3）圖3-11單極天線與其鏡像圖3-12單極天線垂直平面方向圖(a)l/λ=1/4;(b)l/λ=1/2;(c)l/λ=2/3;(d)l/λ=3/4由圖3-12可見，當l/λ逐漸增大時，波瓣變尖。當l/λ>0.5時，出現旁瓣。當l/λ繼續(xù)增大時，由于天線上反相電流的作用，沿Δ=0°方向上的輻射減弱。因此實際中一般取l/λ為0.53左右。當然，實際上大地為非理想導電體。也就是說，實際架設在地面上的單極天線方向圖與上述方向圖有些差別，主要是因為架設在地面上單極天線輻射的電磁場以地面波方式傳播。因此準確計算單極天線的遠區(qū)場時應考慮地面的影響，也就是應按地波傳播的方法計算輻射場。

2．單極天線的阻抗特性

在無限大理想導電地面上的單極天線的輻射電阻的求法與自由空間對稱振子的輻射電阻求法完全相同。但單極天線的鏡像部分并不輻射功率，當單極天線的激勵電壓是等效的雙極（對稱）天線的一半時，單極天線的輻射功率只有相應對稱振子天線的一半。因此，其輻射電阻為同樣長度的自由空間對稱振子輻射電阻的一半，其輸入阻抗也只有同樣長度的自由空間對稱振子輸入阻抗的一半。3.3.2單極天線的極化特性與頻帶特性當單極天線的激勵電壓是等效的雙極（對稱）天線的一半時，單極天線存在于上半空間的輻射場與對稱天線的相等。單極天線的方向性函數和方向圖與對稱天線的上半空間的方向性函數和方向圖也相同，所以其主瓣寬度極化特性與頻帶寬度等參數也均與對稱天線的相同。3.3.3提高單極天線效率的方法

由于單極天線的高度受到限制，所以當天線高度l<<λ時，其天線的輻射電阻很低，但損耗電阻RL卻較大。根據天線效率的定義有：可見，單極天線的效率很低。大約只是百分之幾，甚至千分之幾。因此提高單極天線的效率是十分必要的。提高單極天線效率的方法有兩種：一種是提高輻射電阻；另一種是降低損耗電阻。1.提高輻射電阻圖3-13加載天線圖3-14長、中波波段的頂端電容加載的單極天線

2.降低損耗電阻單極天線的主要損耗來自于接地系統(tǒng)。因為大地是天線電流回路中的一部分，電流流經大地時，產生損耗，從而造成天線效率的降低。通常認為接地系統(tǒng)的損耗主要是由兩個因素引起的：一個是天線電流在天線周圍空間以位移電流形式，經地面流入天線的接地系統(tǒng)返回信號源時所產生的損耗——電場損耗;另一個是天線上的電流產生的磁場作用在地表面上，根據邊界條件，地表面將產生徑向電流，此電流流過有損耗地層時將產生損耗——磁場損耗?？偟膿p耗電阻為電場損耗和磁場損耗所引入的電阻之和。顯然它與天線的形式、接地電條件以及大地的等效電參數等有關。但在實際工程中，降低損耗電阻的有效方法是：在天線底部加輻射狀地網。在地面下鋪設的地網一般由水平輻射狀鋪設的15～120根導線構成，并同激勵器接地端相連，可大大降低地面回路的損耗電阻，從而提高天線的效率。3.4對稱天線的饋電技術3.4.1同軸線饋電技術與平衡器饋電技術

1．λ/4扼流套平衡器饋電技術

圖3-15λ/4扼流套平衡器圖3-16同軸線饋電（a）同軸線饋電;（b）對稱振子兩臂上的電流分布圖3-17剖面示意圖2．U形管平衡器饋電技術圖3-18U形管平衡器

U形管平衡器是將同軸主饋線的內導體分成兩路：一路與對稱天線的左臂在a點直接相連接，而另一路則由a點經過彎折形成U形的、長度為λg/2的一段相同規(guī)格的同軸線，在b點與天線的右臂相連接。λg為同軸線內波長。U形管外導體的終端和主饋線外導體的終端也接在一起。由于在同軸線上相距λg/2的兩點間的電壓（或電流）是等幅反相的，因此，同軸線通過U形管向對稱振子饋電時，對稱振子兩臂的電流分布就可實現平衡對稱分布了。圖3-19將對稱天線等效成雙線圖3-20天線兩臂的電流分布由于l1=l2+λg/2后，在傳輸線上相距λg/2的兩點間的電流是等幅反相的，因此使天線兩臂的電流達到了對稱平衡分布。這種U形管在實現電流對稱變換的同時，還具有阻抗變換的作用。如圖3-18（a）所示，同軸主饋線內導體上的電流Ie為振子兩臂上電流I1之和，即Ie=2I1；又因同軸線外導體均與地相接，同軸線內外導體間的電壓若為Ue，設a點對地（o點）的電位Ua為正，則b點對o點的電位Ub為負，且Ua=-Ub=Ue,則a、b兩點間電壓Uab=2Ue，所以a、b兩點間的阻抗為現在分析由d點分別向a點和b點看入的輸入阻抗Rda和Rdb分別等于多少。取l1=λg/4，由傳輸線理論可知，λg/4線的傳輸線為阻抗變換器。先看d點向b點看的輸入阻抗。當l1=λg/4時,其等效傳輸線如圖3-21所示，其阻抗變換關系式為式中:Rdb為d點向b點看入的輸入阻抗;Zc為同軸線的特性阻抗。若取Zc為75Ω，則Rdb=Z2c/Rbo≈154Ω。圖3-21λg/4線的傳輸線為阻抗變換器同理，可求得d點向a點看的輸入阻抗也為154Ω。因為l2是λg/4的奇數倍，所以也是一個阻抗變換器。最后,由d點向天線看入的輸入阻抗Rd為Rda和Rdb的并聯(lián)，即Rd=154/2=77Ω，基本上與75Ω同軸饋電電纜的特性阻抗相等，從而達到天線與饋線的阻抗匹配。

U形管平衡器饋電的主要缺點是工作頻帶窄。3．分流式平衡器饋電技術

圖3-22分流式平衡器由a、b兩點向（下）該短路線看入的輸入阻抗為無限大，從而抑制了同軸線外導體的外表面分流出來的電流，使電流全部流到振子臂上，保證了對天線兩臂的平衡饋電。當工作頻率偏離中心頻率時，金屬圓柱與同軸線外導體的外表面均有電流流過。由于振子的輸入阻抗與平衡雙線傳輸線的輸入阻抗在a、b兩點是并聯(lián)的，且對稱振子（相當于開傳輸路線）的輸入電抗與雙線傳輸線（相當于短路傳輸線）的輸入電抗的符號相反，因而能起到相互補償作用。同時，流過平衡段上的電流與同軸線外導體的表面電流是等幅反相的，起到了電流補償作用，從而保持了天線兩臂上的電流仍然對稱平衡分布，并保證了在平衡段與電纜短接點以下的電纜外皮的電流為零。這種結構的平衡器可以工作于較寬的頻帶。4．開槽式平衡器饋電技術圖3-23開槽式平衡器分析其工作原理：注意，圖中C點是指同軸線內導體上的一點，與外導體不相連。從C點向A點看，同軸線內導體與左半外導體之間構成了一個λ/4長的終端短路的雙線傳輸線，其輸入阻抗ZinCA=∞，故電流不從這個傳輸線上傳輸，而只能從由同軸線的內導體與右側外導體構成的傳輸線上傳輸，并將電流分別傳送到對稱天線的左右兩臂上。另外,從A、B兩點沿著開槽（外導體的外表面）向下看，又是一個λ/4的終端短路的雙線傳輸線，其輸入阻抗ZinAB=∞，使得同軸線外表面的分流為0。這樣就使對稱振子的電流實現了對稱分布。另外，λ/4開槽部分的實際傳輸線是由同軸線內導體與右半外導體構成的，它的特性阻抗Zc約為原來同軸線特性阻抗Z0的兩倍。根據阻抗匹配原理可知，從C點向天線方向看入的輸入阻抗ZinC要等于C點以下同軸線的特性阻抗Z0。令天線的輸入阻抗為ZA，將開槽線作為λ/4阻抗變換器，則有在天線輸入端的阻抗將為即開槽式平衡器除了具有平衡的作用之外，還有4∶1的阻抗變換作用。5．傳輸線變換器饋電技術能量從變換器的始端到終端是通過分布電容、分布電感以電磁能量交換的形式來傳遞的,即以傳輸線傳送能量的形式進行，這和通常的低頻變壓器不同。它克服了普通變壓器在高頻時由于線圈的分布電容所帶來的不利影響，改善了高頻特性。此外，每對傳輸線AB與CD兩導線電流的幅度相等方向相反，因而它們在磁芯中產生的磁通相互抵消，這樣磁芯的損耗很小，即使磁芯截面很小，也具有較大的功率容量。傳輸線的導線長度l以不超過上限頻率的1/8傳輸線內波長為宜，即l<λg/8。若l/λg過長，則損耗增大;若過短，則低頻特性變差。圖3-24寬帶傳輸線變換器圖3-25傳輸線變換器的工作原理圖3-26傳輸線變換器饋電應用舉例

6．