Ondes électromagnétiques guidées/Généralités

**Généralités**
Leçon : Ondes électromagnétiques guidées

Chapitre n^o 1
Retour au	Sommaire
Chap. suiv. :	Guide rectangulaire
Exercices :	Fonctions génératrices en coordonnées cylindriques

En raison de limitations techniques, la typographie souhaitable du titre, « Ondes électromagnétiques guidées : Généralités
Ondes électromagnétiques guidées/Généralités », n'a pu être restituée correctement ci-dessus.

Présentation

Guide d'ondes

Soit $𝒢$ un cylindre métallique creux supposé :

parfaitement conducteur
infini d'axe (Oz)
de section droite $𝒞$ , courbe fermée quelconque

On cherche à propager à l'intérieur de $𝒢$ une onde électromagnétique. $𝒢$ sera par la suite appelé un guide d'ondes.

$𝒢$ peut être un guide d'ondes :

simplement connexe : guide rectangulaire, circulaire… Le guide d'ondes en photo à droite est simplement connexe.
multiplement connexe : câble coaxial

Structure du champ électromagnétique propagé

On cherche à propager une onde électromagnétique de pulsation $ω = 2 π ν$ imposée par une source à l'intérieur de $𝒢$ suivant la direction ${\vec{u}}_{z}$ , direction du guide d'ondes. Cette onde électromagnétique est, dans le cas général, composée :

d'un champ électrique E→=[E→t(x,y)+Ez(x,y)u→z]ej(kz−ωt), où :
- ${\vec{E}}_{t}$ est la composante transversale du champ électrique $({\vec{E}}_{t} \cdot {\vec{u}}_{z} = 0)$
- l'amplitude suivant ${\vec{u}}_{z}$ du champ électrique est représentée par $E_{z}$
d'un champ magnétique B→=[B→t(x,y)+Bz(x,y)u→z]ej(kz−ωt), où :
- ${\vec{B}}_{t}$ est la composante transversale du champ magnétique $({\vec{B}}_{t} \cdot {\vec{u}}_{z} = 0)$
- l'amplitude suivant ${\vec{u}}_{z}$ du champ magnétique est représentée par $B_{z}$

Nous allons montrer dans cette leçon que :

$𝒢$ n'autorise la propagation que pour certaines valeurs de k quantifiées, appelées modes de propagation.
Cette quantification est la cause des conditions aux limites vérifiées par le champ électromagnétique.

Propriétés générales

Champ propagé

Pour étudier la structure du champ électromagnétique à l'intérieur de $𝒢$ , il faut disposer de relations.

À partir de l'équation de propagation du champ électrique dans le vide $\vec{Δ} \vec{E} = \frac{1}{c^{2}} \frac{\partial^{2} \vec{E}}{\partial t^{2}}$ , on peut obtenir une relation entre $E_{z}$ et $Δ E_{z}$ et entre ${\vec{E}}_{t}$ et $\vec{Δ} {\vec{E}}_{t}$ .

\vec{E} = (E_{x} (x, y) {\vec{u}}_{x} + E_{y} (x, y) {\vec{u}}_{y} + E_{z} (x, y) {\vec{u}}_{z}) e^{j (k z - ω t)}

Le laplacien vecteur

\vec{Δ} \vec{E}

est obtenu à partir du laplacien des coordonnées :

Δ E_{x} = \frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial x^{2}} + \frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial y^{2}} + \frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial z^{2}} = (\frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial x^{2}} (x, y) + \frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial y^{2}} (x, y) - k^{2} E_{x} (x, y)) e^{j (k z - ω t)}

Δ E_{y} = (\frac{\partial^{2} E_{y}}{\partial x^{2}} (x, y) + \frac{\partial^{2} E_{y}}{\partial y^{2}} (x, y) - k^{2} E_{y} (x, y)) e^{j (k z - ω t)}

Δ E_{z} = (\frac{\partial^{2} E_{z}}{\partial x^{2}} (x, y) + \frac{\partial^{2} E_{z}}{\partial y^{2}} (x, y) - k^{2} E_{z} (x, y)) e^{j (k z - ω t)}

Par ailleurs,

\frac{1}{c^{2}} \frac{\partial^{2} \vec{E}}{\partial t^{2}} = - \frac{ω^{2}}{c^{2}} \vec{E}

Le laplacien de E_z est

Δ E_{z} = \frac{\partial^{2} E_{z}}{\partial x^{2}} (x, y) + \frac{\partial^{2} E_{z}}{\partial y^{2}} (x, y)

Enfin, le laplacien vecteur de

{\vec{E}}_{t}

est :

\begin{matrix} \vec{Δ} {\vec{E}}_{t} & = Δ E_{x} {\vec{u}}_{x} + Δ E_{y} {\vec{u}}_{y} \\ = (\frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial x^{2}} (x, y) + \frac{\partial^{2} E_{x}}{\partial y^{2}} (x, y)) {\vec{u}}_{x} + (\frac{\partial^{2} E_{y}}{\partial x^{2}} (x, y) + \frac{\partial^{2} E_{y}}{\partial y^{2}} (x, y)) {\vec{u}}_{y} \end{matrix}

Exploitons la relation de propagation :

\begin{matrix} \vec{Δ} \vec{E} = - \frac{ω^{2}}{c^{2}} \vec{E} & \Leftrightarrow Δ E_{x} {\vec{u}}_{x} + Δ E_{y} {\vec{u}}_{y} + Δ E_{z} {\vec{u}}_{z} = - \frac{ω^{2}}{c^{2}} \vec{E} \\ \Leftrightarrow \vec{Δ} {\vec{E}}_{t} e^{j (k z - ω t)} - k^{2} {\vec{E}}_{t} e^{j (k z - ω t)} + Δ E_{z} e^{j (k z - ω t)} {\vec{u}}_{z} - k^{2} E_{z} e^{j (k z - ω t)} {\vec{u}}_{z} = (- \frac{ω^{2}}{c^{2}} {\vec{E}}_{t} - \frac{ω^{2}}{c^{2}} E_{z} {\vec{u}}_{z}) e^{j (k z - ω t)} \\ \Leftrightarrow \vec{Δ} {\vec{E}}_{t} - k^{2} {\vec{E}}_{t} + (Δ E_{z} - k^{2} E_{z}) {\vec{u}}_{z} = - \frac{ω^{2}}{c^{2}} {\vec{E}}_{t} - \frac{ω^{2}}{c^{2}} E_{z} {\vec{u}}_{z} \\ \Leftrightarrow {\begin{matrix} \vec{Δ} {\vec{E}}_{t} = (k^{2} - \frac{ω^{2}}{c^{2}}) {\vec{E}}_{t} \\ Δ E_{z} = (k^{2} - \frac{ω^{2}}{c^{2}}) E_{z} \end{matrix} \end{matrix}

Définition de k_⊥

Dans le domaine des fréquences où cette relation a un sens, on pose :

k_{⊥}^{2} = \frac{ω^{2}}{c^{2}} - k^{2}

.

Le sens de cette notation sera expliqué dans les chapitres suivants.

Finalement:

${\begin{matrix} \vec{Δ} {\vec{E}}_{t} + k_{⊥}^{2} {\vec{E}}_{t} = \vec{0} \\ Δ E_{z} + k_{⊥}^{2} E_{z} = 0 \end{matrix}$

L'équation de propagation du champ magnétique dans le vide $\vec{Δ} \vec{B} = \frac{1}{c^{2}} \frac{\partial^{2} \vec{B}}{\partial t^{2}}$ étant identique, on peut obtenir par le même calcul la relation suivante entre $B_{z}$ et $Δ B_{z}$ et entre ${\vec{B}}_{t}$ et $\vec{Δ} {\vec{B}}_{t}$ .

${\begin{matrix} \vec{Δ} {\vec{B}}_{t} + k_{⊥}^{2} {\vec{B}}_{t} = \vec{0} \\ Δ B_{z} + k_{⊥}^{2} B_{z} = 0 \end{matrix}$

Fonctions génératrices

Nous allons à présent montrer qu'on peut exprimer les coordonnées transversales des champs $\vec{E}$ et $\vec{B}$ à partir uniquement des composantes suivant la direction de propagation E_z et B_z. Ceci se fait en exploitant les deux équations de Maxwell aux rotationnels :

\vec{r o t} (\vec{B}) = \frac{1}{c^{2}} \frac{\partial \vec{E}}{\partial t}

\vec{r o t} (\vec{E}) = - \frac{\partial \vec{B}}{\partial t}

Faites ces exercices : Fonctions génératrices en coordonnées cylindriques.

Nous ferons ici le calcul dans le cas des coordonnées cartésiennes. le cas d'autres systèmes de coordonnées sera laissé en exercice.

La première équation donne :

(1) : \frac{\partial B_{z}}{\partial y} + j k B_{y} = \frac{j ω}{c^{2}} E_{x}

(2) : - j k B_{x} - \frac{\partial B_{z}}{\partial x} = \frac{j ω}{c^{2}} E_{y}

La deuxième équation donne :

(3) : \frac{\partial E_{z}}{\partial y} + j k E_{y} = - j ω B_{x}

(4) : - j k E_{x} - \frac{\partial E_{z}}{\partial x} = - j ω B_{y}

Réorganisées, ces 4 équations nous donnent deux systèmes à 2 inconnues. Regroupons (1) et (4) ainsi que (2) et (3) :

{\begin{matrix} \frac{j ω}{c^{2}} E_{x} - j k B_{y} = \frac{\partial B_{z}}{\partial y} \\ - j k E_{x} + j ω B_{y} = \frac{\partial E_{z}}{\partial x} \end{matrix}

{\begin{matrix} - j k B_{x} - \frac{j ω}{c^{2}} E_{y} = \frac{\partial B_{z}}{\partial x} \\ j ω B_{x} + j k E_{y} = - \frac{\partial E_{z}}{\partial y} \end{matrix}

Le déterminant de ces deux systèmes vaut $k^{2} - \frac{ω^{2}}{c^{2}} = - k_{⊥}^{2}$ .

On détermine donc les solutions suivantes :

${\begin{matrix} E_{x} = - \frac{1}{k_{⊥}^{2}} (j ω \frac{\partial B_{z}}{\partial y} + j k \frac{\partial E_{z}}{\partial x}) \\ E_{y} = - \frac{1}{k_{⊥}^{2}} (- j ω \frac{\partial B_{z}}{\partial x} + j k \frac{\partial E_{z}}{\partial y}) \\ B_{x} = - \frac{1}{k_{⊥}^{2}} (j k \frac{\partial B_{z}}{\partial x} - \frac{j ω}{c^{2}} \frac{\partial E_{z}}{\partial y}) \\ B_{y} = - \frac{1}{k_{⊥}^{2}} (\frac{j ω}{c^{2}} \frac{\partial E_{z}}{\partial x} + j k \frac{\partial B_{z}}{\partial y}) \end{matrix}$

Conditions aux limites

La propagation d'un champ électromagnétique à l'intérieur du guide étant conditionnée par les conditions aux limites, on s'intéresse maintenant à ce qui se passe au niveau de la paroi de $𝒢$ . On rappelle que les équations de passage du champ électromagnétique sont :

{\begin{matrix} \vec{E} = - \frac{σ}{ϵ_{0}} \vec{n} \\ \vec{B} = - μ_{0} {\vec{j}}_{S} \land \vec{n} \end{matrix}

Ce qui nous intéresse plus précisément pour remonter aux conditions aux limites sur E_z et B_z est la propriété suivante :

{\begin{matrix} {\vec{E}}_{𝒞} \land \vec{n} = \vec{0} \\ {\vec{B}}_{𝒞} \cdot \vec{n} = 0 \end{matrix}

Le champ électrique le long de $𝒞$ est :

{\vec{E}}_{𝒢} = ({\vec{E}}_{t} (x_{𝒞}, y_{𝒞}) + E_{z} (x_{𝒞}, y_{𝒞}) {\vec{u}}_{z}) e^{j (k z - ω t)}

{\vec{E}}_{𝒞} \land \vec{n} \Rightarrow E_{z} (x_{𝒞}, y_{𝒞}) = 0

donc E_z est nul sur

𝒞

Le champ magnétique le long de la paroi est :

{\vec{B}}_{𝒞} \cdot \vec{n} = ({\vec{B}}_{t} (x_{𝒞}, y_{𝒞}) \cdot \vec{n} + B_{z} (x_{𝒞}, y_{𝒞}) {\vec{u}}_{z} \cdot \vec{n}) e^{j (k z - ω t)}

La propriété

{\vec{B}}_{𝒞} \cdot \vec{n} = 0

implique

{\vec{B}}_{t} (x_{𝒞}, y_{𝒞}) \cdot \vec{n} = 0

.

Par ailleurs,

\vec{\nabla} (d i v ({\vec{B}}_{t})) = - j k \vec{\nabla} B_{z}

On sait aussi que

\vec{\nabla} (d i v ({\vec{B}}_{t})) = \vec{r o t} (\vec{r o t} ({\vec{B}}_{t})) + \vec{Δ} {\vec{B}}_{t}

Or,

\vec{r o t} (\vec{r o t} ({\vec{B}}_{t})) = \vec{0}

et

\vec{Δ} {\vec{B}}_{t} = - k_{⊥}^{2} {\vec{B}}_{t}

Donc

j k \vec{\nabla} B_{z} = k_{⊥}^{2} {\vec{B}}_{t}

Finalement, le long du guide, la dérivée normale de B_z vérifie

\vec{\nabla} B_{z} |_{𝒞} \cdot \vec{n} = 0

Conditions aux limites

Les grandeurs E_z et B_z vérifient les conditions aux limites suivantes :

{\begin{matrix} E_{z} |_{𝒞} = 0 \\ \vec{\nabla} B_{z} |_{𝒞} \cdot \vec{n} = 0 \end{matrix}

Modes transverses

TE et TM

Modes transverses

On appelle mode transverse électrique, ou mode TE un mode de propagation tel que $E_{z} \equiv 0$ , c'est-à-dire tel que le champ électrique est orthogonal à la direction de propagation.

On appelle mode transverse magnétique, ou mode TM un mode de propagation tel que $B_{z} \equiv 0$ , c'est-à-dire tel que le champ magnétique est orthogonal à la direction de propagation.

Pour un mode TE, $ω {\vec{B}}_{t} = k {\vec{u}}_{z} \land {\vec{E}}_{t} \Rightarrow {\vec{B}}_{t} ⊥ {\vec{E}}_{t}$
Pour un mode TM, $- \frac{ω}{c^{2}} {\vec{E}}_{t} = k {\vec{u}}_{z} \land {\vec{B}}_{t} \Rightarrow {\vec{E}}_{t} ⊥ {\vec{B}}_{t}$

Orthogonalité des champs transverses

Pour un mode TE ou TM, ${\vec{E}}_{t} \cdot {\vec{B}}_{t} = 0$

On a ainsi les relations suivantes entre ${\vec{E}}_{t}, {\vec{B}}_{t}$ et la vitesse de phase $v_{φ}$ dans le guide d'ondes :

\begin{matrix} Mode~TE & Mode~TM \\ {\vec{B}}_{t} = \frac{k}{ω} {\vec{u}}_{z} \land {\vec{E}}_{t} & - \frac{ω}{k c^{2}} {\vec{E}}_{t} = {\vec{u}}_{z} \land {\vec{B}}_{t} \\ \frac{E_{t}}{B_{t}} = \frac{ω}{k} = v_{φ} & \frac{E_{t}}{B_{t}} = c^{2} \frac{k}{ω} = \frac{c^{2}}{v_{φ}} \end{matrix}

TEM

Mode TEM

On appelle mode transverse électrique-magnétique, ou mode TEM un mode de propagation tel que $E_{z} \equiv 0$ et $B_{z} \equiv 0$ , c'est-à-dire tel que les champs électrique et magnétique sont tous deux orthogonaux à la direction de propagation.

C'est donc à la fois un mode TE et TM.

$\begin{matrix} \frac{E_{t}}{B_{t}} = v_{φ} = \frac{c^{2}}{v_{φ}} & \Leftrightarrow v_{φ} = c \\ \Leftrightarrow \frac{ω}{k} = c \end{matrix}$

La relation de dispersion est $k = \frac{ω}{c}$
La vitesse de phase est $v_{φ} = c$
La vitesse de groupe est $v_{g} = \frac{d ω}{d k} = c$

On peut remarquer qu'on retrouve les mêmes expressions que dans le cas de la progression de l'onde plane monochromatique progressive dans le vide. En particulier, la relation de dispersion est linéaire, ce qui rend le guide non dispersif pour un tel mode.

Dans l'hypothèse d'un guide simplement connexe, à l'intérieur du guide, on a donc un potentiel ψ uniforme, ce qui conduit à ${\vec{E}}_{t} (x, y) \equiv 0$ et ${\vec{B}}_{t} (x, y) \equiv 0$ .

Propriété

Un guide simplement connexe ne peut pas propager de modes TEM.

Ondes électromagnétiques guidées

Sommaire

Guide rectangulaire