Lineare zeitinvariante Systeme/Laplace–Rücktransformation: Unterschied zwischen den Versionen

Version vom 9. Mai 2016, 18:06 Uhr

Ersatzschaltbild eines kurzen Leitungsabschnitts (1)

Zur Herleitung der Leitungsgleichungen wird zunächst ein sehr kurzer Leitungsabschnitt der Länge $dx$ betrachtet, so dass sich die Werte für Spannung und Strom am Leitungsanfang $(U$ bzw. $I$ bei $x)$ und am Leitungsende $(U + dU$ sowie $I + dI$ bei $x + dx)$ nur geringfügig unterscheiden. Die Grafik zeigt das zugrundeliegende Modell.

Anders ausgedrückt: Die Leitungslänge $dx$ sei sehr klein gegenüber der Wellenlänge der sich entlang der Leitung ausbreitenden elektromagnetischen Welle, die sich ergibt, da

mit dem Strom ein magnetisches Feld verbunden ist,
die Spannung zwischen den Leitern ein elektrisches Feld bewirkt.

Alle infinitesimalen „Bauelemente” im oben skizzierten Ersatzschaltbild sind bei homogenen Leitungen ortsunabhängig:

Die Induktivität des betrachteten Leitungsabschnitts beträgt $L' · dx$, wobei man die auf die Länge $dx$ bezogene Größe als Induktivitätsbelag bezeichnet.
Ebenso ist der Kapazitätsbelag $C'$ eine infinitesimal kleine Größe, der ebenso wie $L'$ nur relativ wenig von der Frequenz abhängt.
Der Ableitungsbelag $G'$ berücksichtigt die Verluste des Dielektrikums zwischen den Drähten. Er nimmt etwa proportional mit der Frequenz zu.
Den weitaus größten Einfluss auf die Signalübertragung hat der Widerstandsbelag $R'$, der für hohe Frequenzen aufgrund des dann dominanten Skineffekts nahezu proportional mit der Wurzel der Frequenz ansteigt.

Ersatzschaltbild eines kurzen Leitungsabschnitts (2)

Aus den Maschen– und Knotengleichungen des Leitungsabschnitts ergeben sich mit $ω = 2πf$ die beiden Differenzengleichungen $$ \begin{align*} U & = I \cdot (R' + {\rm j} \cdot \omega L') \cdot {\rm d}x + (U + {\rm d}U)\hspace{0.05cm},\\ I & = (U + {\rm d}U) \cdot (G' + {\rm j} \cdot \omega C') \cdot {\rm d}x + (I + {\rm d}I)\hspace{0.05cm} \end{align*}$$. Für einen sehr kurzen Leitungsabschnitt (infinitesimal kleines $dx$) und bei Vernachlässigung der kleinen Größen zweiter Ordnung (zum Beispiel $dU · dx$) kann man nun zwei Differentialquotienten bilden, deren gemeinsame Betrachtung zu einer linearen Differentialgleichung zweiter Ordnung führt: $$\frac{ {\rm d}U}{ {\rm d}x} = - (R' + {\rm j} \cdot \omega L') \cdot I,\hspace{0.5cm} \frac{ {\rm d}I}{ {\rm d}x} = - (G' + {\rm j} \cdot \omega C') \cdot U$$ $$\Rightarrow \hspace{0.3cm}\frac{{\rm d}^2U}{{\rm d}x^2} = (R' + {\rm j} \cdot \omega L') \cdot (G' + {\rm j} \cdot \omega C') \cdot U\hspace{0.05cm}.$$ Die Lösung dieser Differentialgleichung lautet: $$U(x) = U_{\rightarrow}(x=0) \cdot {\rm e}^{-\hspace{0.02cm}\gamma \hspace{0.03cm} \cdot \hspace{0.05cm}x} + U_{\leftarrow}(x=0) \cdot {\rm e}^{\gamma \hspace{0.03cm} \cdot \hspace{0.05cm}x} \hspace{0.05cm}.$$ Der Spannungsverlauf hängt außer vom Ort $x$ auch von der Frequenz $f$ ab, was hier nicht explizit vermerkt ist. Formelmäßig erfasst wird diese Frequenzabhängigkeit durch das Übertragungsmaß $$\gamma(f) = \sqrt{(R' + {\rm j} \cdot 2\pi f \cdot L') \cdot (G' + {\rm j} \cdot 2\pi f \cdot C')} = \alpha (f) + {\rm j} \cdot \beta (f)\hspace{0.05cm}.$$

Die beiden letzten Gleichungen beschreiben gemeinsam den Spannungsverlauf entlang der Leitung, der sich aus der Überlagerung einer in positiver $x$–Richtung laufenden Welle $U_→(x)$ und der Welle $U_←(x)$ in Gegenrichtung zusammensetzt.

Der Realteil $α(f)$ des komplexen Übertragungsmaßes $γ(f)$ dämpft die sich ausbreitende Welle und wird daher Dämpfungsmaß genannt. Diese stets gerade Funktion $⇒ α(–f) = α(f)$ ergibt sich aus obiger $γ(f)$–Gleichung wie folgt: $$\alpha(f) = \sqrt{\frac {1}{2}\cdot \left (R' G' - \omega^2 \cdot L' C'\right)+ \frac {1}{2}\sqrt{(R'^2 + \omega^2 \cdot L'^2) \cdot (G'^2 + \omega^2 \cdot C'^2)}} \bigg |_{\omega \hspace{0.05cm}= \hspace{0.05cm}2\pi f}.$$ Der ungerade Imaginärteil $⇒ β(– f) = – β(f)$ heißt Phasenmaß und beschreibt die Phasendrehung der Welle entlang der Leitung: $$\beta(f) = \sqrt{\frac {1}{2}\cdot \left (-R' G' + \omega^2 \cdot L' C'\right)+ \frac {1}{2}\sqrt{(R'^2 + \omega^2 \cdot L'^2) \cdot (G'^2 + \omega^2 \cdot C'^2)}} \bigg |_{\omega \hspace{0.05cm}= \hspace{0.05cm}2\pi f}.$$

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   \cdot U\hspace{0.05cm}.$$
 Die Lösung dieser Differentialgleichung lautet:
+$$U(x)  =  U_{\rightarrow}(x=0) \cdot  {\rm e}^{-\hspace{0.02cm}\gamma \hspace{0.03cm} \cdot \hspace{0.05cm}x}  + U_{\leftarrow}(x=0) \cdot  {\rm e}^{\gamma \hspace{0.03cm} \cdot \hspace{0.05cm}x}   \hspace{0.05cm}.$$
+Der Spannungsverlauf hängt außer vom Ort $x$ auch von der Frequenz $f$ ab, was hier nicht explizit vermerkt ist. Formelmäßig erfasst wird diese Frequenzabhängigkeit durch das Übertragungsmaß
+$$\gamma(f)  =  \sqrt{(R' + {\rm j}   \cdot 2\pi f \cdot  L')  \cdot  (G' + {\rm j}  \cdot  2\pi f \cdot   C')} = \alpha (f) + {\rm j}   \cdot \beta (f)\hspace{0.05cm}.$$
+Die beiden letzten Gleichungen beschreiben gemeinsam den Spannungsverlauf entlang der Leitung, der sich aus der Überlagerung einer in positiver $x$–Richtung laufenden Welle $U_→(x)$ und der Welle $U_←(x)$ in Gegenrichtung zusammensetzt.
+Der Realteil $α(f)$ des komplexen Übertragungsmaßes $γ(f)$ dämpft die sich ausbreitende Welle und wird daher Dämpfungsmaß genannt. Diese stets gerade Funktion  $⇒  α(–f) = α(f)$ ergibt sich aus obiger $γ(f)$–Gleichung wie folgt:
+$$\alpha(f)  =  \sqrt{\frac {1}{2}\cdot \left (R' G' - \omega^2 \cdot L'  C'\right)+ \frac {1}{2}\sqrt{(R'^2 + \omega^2 \cdot L'^2) \cdot (G'^2 + \omega^2 \cdot C'^2)}} \bigg |_{\omega \hspace{0.05cm}= \hspace{0.05cm}2\pi f}.$$
+Der ungerade Imaginärteil  $⇒  β(– f) = – β(f)$ heißt Phasenmaß und beschreibt die Phasendrehung der Welle entlang der Leitung:
+$$\beta(f)  =  \sqrt{\frac {1}{2}\cdot \left (-R' G' + \omega^2 \cdot L'  C'\right)+ \frac {1}{2}\sqrt{(R'^2 + \omega^2 \cdot L'^2) \cdot (G'^2 + \omega^2 \cdot C'^2)}} \bigg |_{\omega \hspace{0.05cm}= \hspace{0.05cm}2\pi f}.$$