有损介质上的引导表面波模式的激励和使用

摘要

公开了通过激励多相波导探测器来传送和/或接收以沿着有损传导介质的表面的引导表面波导模式的形式输送的能量的多个实施例。

说明书

本专利合作条约申请要求享有于2013年3月7日提交的标题为 “EXCITATIONANDUSEOFGUIDEDSURFACEWAVEMODESON LOSSYMEDIA”的第13/789,525号美国专利申请和于2013年3月7日提交 的标题为“EXCITATIONANDUSEOFGUIDEDSURFACEWAVEMODES ONLOSSYMEDIA”的第13/789,538号美国专利申请的优先权和权益，通 过引用将两者的内容全部并入本文。

背景技术

几个世纪以来，无线电波所传送的信号涉及使用传统的天线结构发射的 辐射场。与无线电科学不同，上个世纪中的电功率分配系统涉及沿着电导体 引导的能量的传送。自从20世纪初期间就已经存在对无线电频率(RF)和 功率传送之间的不同的这种理解。

附图说明

参照下面的附图可以更好地理解本公开的很多方面。附图中的组件未必 是按比例的，而是在清楚地例示本公开的原理时加以强调。而且，在附图中， 相同的标号指代遍及若干视图的对应部分。

图1是图示作为引导电磁场和辐射电磁场的距离的函数的场强度。

图2是例示根据本公开的实施例的具有被采用来传送引导表面波的两个 区域的传播界面。

图3是例示根据本公开的实施例的相对于图2的传播界面布置多相波导 探测器的图。

图4是提供根据本公开的实施例的便于在图3的传播界面中的有损传导 介质上发射引导表面波导模式的地面电流中的相移的一个示例性例示的图。

图5是例示根据本公开的不同的实施例的由多相波导探测器合成的电场 的插入的复数角。

图6是根据本公开的实施例的多相波导探测器的示意图。

图7A-J是根据本公开的不同的实施例的图6的多相波导探测器的具体 示例的示意图。

图8A-C是例示根据本公开的不同的实施例的多相波导探测器的不同的 实施例所生成的以选择传送频率的引导表面波的场强度的图表。

图9示出根据本公开的实施例的作为由多相波导探测器所生成的距离的 函数的以59兆赫兹的引导表面波的场强度的实验测量的图表的一个示例。

图10示出根据本公开的实施例的作为图9的引导表面波的距离的函数 的相的实验测量的图表。

图11示出根据本公开的实施例的作为由多相波导探测器所生成的以 1.85兆赫兹的引导表面波的距离的函数的场强度的实验测量的图表的另一 个示例。

图12A-B图示根据本公开的不同的实施例的可以被采用以接收以由多 相波导探测器发射的引导表面波的形式传送的能量的接收器的示例。

图13图示根据本公开的不同的实施例的可以被采用以接收以由多相波 导探测器发射的引导表面波的形式传送的能量的另外的接收器的示例。

图14A图示根据本公开的实施例的表示图12A-B中所图示的接收器的 戴维南等效(Thevenin-equivalent)的示意图。

图14B图示根据本公开的实施例的表示图13中所图示的接收器白诺顿 等效(Norton-equivalent)的示意图。

具体实施方式

首先，参照图1，将建立起一些术语以便在讨论要遵循的概念时提供清 楚性。首先，如在本文中所想到的那样，在辐射电磁场和引导电磁场之间进 行正式的区分。

如在本文中所想到的那样，辐射电磁场包含从以未绑定到波导的波的形 式的源结构发出的电磁能量。例如，辐射电磁场一般是离开诸如天线这样的 电子结构并且通过大气或其他介质传播并且未绑定到任何波导结构的场。当 辐射电磁波离开诸如天线这样的电子结构时，它们继续在独立于它们的源的 传播介质(诸如空气)中传播，直至它们消耗为止，而不管源是否继续工作。 当辐射电磁波时，除非被截取，否则它们不可恢复，并且如果未被截取，则 辐射电磁波中的固有的能量永远损失。诸如天线这样的电子结构被设计为通 过最大化辐射电阻对结构损失阻抗的比率来辐射电磁场。辐射能量在空间中 扩展开，并且不管是否存在接收器都将损失。由于几何扩展，辐射场的能量 密度是距离的函数。因此，所有形式的术语“辐射”在本文中被用于指代这 种形式的电磁传播。

引导电磁场是能量集中在具有不同电磁属性的介质之间的界内或附近 的传播电磁波。在这个意义上，引导电磁场是绑定到波导并且可以被表征为 由波导中流动的电流运送的电磁场。如果没有负载接收和/或消耗在引导电磁 波中运送的能量，则除了在引导介质的传导中消耗的之外，没有能量损失。 换句话说，如果没有引导电磁波的负载，则不消费能量。因此，生成引导电 磁场的生成器或其他源不递送真实功率，除非存在阻抗负载。为此，这种生 成器或其他源本质上空转直到存在负载。这类似于运行生成器以生成通过没 有电力负载的功率线传送的60赫兹的电磁波。应当注意的是，引导电磁场 或波等同地被称为“传送线模式”。这与在所有时候都供应真实功率以生成 辐射波的辐射电磁波不同。与辐射电磁波不同，引导电磁能量在能量源关闭 之后不继续沿着有线长度波导传播。因此，所有形式的术语“引导”在本文 中被用于指代电磁传播的这种传送模式。

为了进一步例示辐射和引导电磁场之间的区别，参照图1，图1图示作 为log-dB图上的以千米为单位的距离的函数的每米的以伏特为单位的任意 基准之上的以分贝(dB)为单位的场强度的图表100。图1的图表100图示 示出作为距离的函数的引导电磁场的场强度的引导场强度曲线103。该引导 场强度曲线103基本与传送线模式相同。另外，图1的图表100图示示出作 为距离的函数的辐射电磁场的场强度的辐射场强度曲线106。

令人感兴趣的是辐射和引导波传播的曲线103/106的形状。辐射场强度 曲线106几何下降(1/d，其中d为距离)并且是重对数尺度(log-logscale) 的直线。另一方面，引导场强度曲线103具有的特征指数衰减，并 且呈现不同的拐点(knee)109。因此，如所示那样，引导电磁场的场强度 以的比率下降，其中，辐射电磁场的场强度以1/d的比率下降，其中d 为距离。由于引导场强度曲线103指数地下降这一事实，引导场强度曲线103 以上述拐点109为特征。引导场强度曲线103和辐射场强度曲线106在出现 于交叉距离处的交叉点113处相交。在小于交叉距离的距离处，引导电磁场 的场强度在多数位置处显著地大于辐射电磁场的场强度。在大于交叉距离的 距离处，情况相反。因此，引导和辐射场强度曲线103和106还例示引导和 辐射电磁场之间的基本传播差异。关于引导和辐射电磁场之间的差异的非正 式的讨论，参考Milligan,T.的ModernAntennaDesign(McGraw-Hill，第一 版，1985年，第8-9页)，通过引用将其全部内容并入本文。

以上做出的辐射和引导电磁波之间的区别易于形式化地表述并且置于 在严格的基础之上。那两种不同的解可以出自同一线性偏微分等式，波等式 分析地根据对该问题强加的边界条件得出。波等式的格林函数(Green function)本身包含辐射和引导波的性质之间的区别。

在空的空间中，波等式是特征函数拥有在复数波数平面上的特征值的连 续谱的微分算子。该横向电磁(transverseelectro-magnetic,TEM)场被称为 辐射场，并且那些传播场被称为“赫兹波”。然而，在存在传导边界时，波 等式加上边界条件在数学上导致包含连续谱加上离散谱的和的波数的光谱 表示。为此，参考Sommerfeld,A.的“UberdieAusbreitungderWelleninder DrahtlosenTelegraphie”(AnnalenderPhysik，第28卷，1909年，第665-736 页)。还参见Sommerfeld,A.的“ProblemsofRadio”(发表为PartialDifferential EquationsinPhysics–LecturesonTheoreticalPhysics:VolumeVI中的第6章， AcademicPress，1949年，第236-289、295-296页)、Collin,R.E.的“Hertzian DipoleRadiatingOveraLossyEarthorSea:SomeEarlyandLate20^thCentury Controversies”(IEEEAntennasandPropagationMagazine，第46卷，第2号， 2004年4月，第64-79页)以及Reich,H.J.、Ordnung,P.F、Krauss,H.L. 和Skalnik,J.G.的“MicrowaveTheoryandTechniques”(VanNostrand，1953 年，第291-293页)，通过引用将这些参考文献中的每一个的全部内容并入 本文。

综上所述，首先，对应于分枝切割积分(branch-cutintegrals)的波数特 征值谱的连续部分产生辐射场，第二，离散谱和对应于由积分的轮廓包络的 极点产生的对应的残差和得到针对传播为横向的方向上指数衰减的非TEM 行进表面波。这样的表面波为引导传送线模式。关于进一步的解释，参考 Friedman,B.的“PrinciplesandTechniquesofAppliedMathematics”(Wiley， 1956年，第214、283-286、290、298-300页)。

在自由空间中，天线激励作为辐射场的波等式的闭联集特征值 (continuumeigenvalues)，其中具有E_z和同相的向外传播RF能量永远损 失。另一方面，波导探测器激励离散特征值，其导致传送线传播。参见Collin, R.E.的“FieldTheoryofGuidedWaves”(McGraw-Hill，1960年，第453、 474-477页)。虽然这样的理论分析提出了在损失的平面或球形表面上发射开 放表面引导波的假定的可能性，但是一个多世纪以来，在工程领域中仍然不 存在用于以任何实际的效率为实现这一点的已知结构。不幸地，因为其出现 在20世纪初期，上述的理论分析基本仍然保持在理论水平，并且没有用于 实际地实现在有损、非均匀介质的平面或球形表面上发射开放表面引导波的 已知结构。

根据本公开的不同的实施例，描述多种多相波导探测器，其被配置为激 励具有合成沿着有损传导介质的表面的表面波导模式的形式的合量场的辐 射表面电流。这样的引导电磁场在幅度和相上与有损传导介质的表面上的引 导表面波模式充分模式匹配。这样的引导表面波模式还可以被称为泽内克表 面波模式。由于在本文中描述的多相波导探测器所激励的合量场与有损传导 介质的表面上的泽内克表面波(Zennecksurfacewave)模式充分模式匹配这一 事实，以泽内克表面波的形式的引导电磁场沿着有损传导介质的表面发射。 根据一个实施例，有损传导介质包含诸如地球这样的地面介质。

参照图2，所示出的是用于检查由JonathanZenneck于1907年在他们的 论文“OnthePropagationofPlaneElectromagneticWavesAlongaFlat ConductingSurfaceandtheirRelationtoWirelessTelegraphy”(Zenneck,J， AnnalenderPhysik，第4期，第23卷，1907年9月20日，第846-866页) 中得出的麦克斯韦等式的边界值解的传播界面。图2图示沿着被指定为区域 1的有损传导介质和被指定为区域2的绝缘体之间的界面辐射地传播波的圆 柱坐标。区域1例如可以包括任何有损传导介质。在一个示例中，这样的有 损传导介质可以包含诸如地球这样的地面介质或者其他介质。区域2是与区 域1共享边界界面并且相对于区域1具有不同的构成参数的第二介质。区域 2例如可以包含诸如大气这样的任何绝缘体或者其他介质。这样的边界界面 的反射系数仅针对以复数布鲁斯特角的入射为0。参见Stratton,J.A.的 ElectromagneticTherory(McGraw-Hill，1941年，第516页)。

根据不同的实施例，本公开阐述生成与包含区域1的有损传导介质的表 面上的泽内克表面波模式充分模式匹配的电磁场的不同的多相波导探测器。 根据不同的实施例，这样的电磁场充分合成以得到零反射的有损传导介质的 复数布鲁斯特角入射的波前。

为了进一步地解释，在区域2中，其中假设e^jωt场变量并且ρ≠0且 z≥0(z是正交于区域1的表面的垂直坐标，ρ是圆柱坐标中的径向尺寸 (radialdimension))，满足沿着界面的界面条件的麦克斯韦等式的泽内克的闭 式精确解由下面的电场和磁场分量表示：

$H_{2\phi }={\mathrm{Ae}}^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),---\left(1\right)$

$E_{2\rho }=A\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_0}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$和(2)

$E_{2z}=A\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right).---\left(3\right)$

在区域1中，其中假设e^jωt场变量并且ρ≠0且z≥0，满足沿着界 面的边界条件的麦克斯韦等式的泽内克的闭式精确解由下面的电场和磁场 分量表示：

$H_{1\phi }={\mathrm{Ae}}^{u_{1}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),---\left(4\right)$

$E_{1\rho }=A\left(\frac{-u_1}{{\sigma }_1+{\mathrm{j\omega ϵ}}_1}\right)e^{u_{1}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$和(5) $E_{1z}=A\left(\frac{-j\gamma }{{\sigma }_1+{\mathrm{j\omega ϵ}}_1}\right)e^{u_{1}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right).---\left(6\right)$

在这些表达式中，是n阶二类的复数参量汉克尔函数，u₁是区 域1中的正垂直方向上的传播常量，u₂是区域2中的垂直方向中的传播常量， σ₁是区域1中的传导率，ω等于2πf，其中f是激励频率，ε₀是自由空间的 介电常数，ε₁是区域1的介电常数，A是源所强加的源常量，z是正交于区 域1的垂直坐标，γ是表面波径向传播常量，并且ρ是径向坐标。

在±z方向上的传播常量通过在区域1和2之间的界面之上和之下分开 波等式并且强加边界条件来确定。在区域2中，该训练给出

$u_2=\frac{-{\mathrm{jk}}_0}{\sqrt{1+\left({ϵ}_r-jx\right)}},---\left(7\right)$

并且在区域1中，给出

u₁＝-u₂(ε_r-jx).(8)

径向传播常量γ由下式给出

$\gamma =j\sqrt{k_o^2+u_2^2},---\left(9\right)$

其为复数表达式。在以上所有等式中，

$x=\frac{{\sigma }_1}{{\mathrm{\omega ϵ}}_o},$并且(10)

$k_o=\omega \sqrt{{\mu }_o{ϵ}_o},---\left(11\right)$

其中，u₀包含自由空间的磁导率，ε_r包含区域1的相对介电常数。因此，所 生成的表面波平行于界面地传播，并且垂直于界面地指数地衰减。这被称为 消失性。

因此，可以将等式(1)-(3)视为圆柱对称的、径向传播的波导模式。 参见Barlow,H.M.和Brown,J.的“RadioSurfaceWaves”(OxfordUniversity Press，1962年，第10-12、29-33页)。本公开详述激励这种“开放边界”波 导模式的结构。具体地，根据不同的实施例，多相波导探测器配备有相对于 彼此放置并且用电压和/或电流馈给以便激励将沿着区域2和区域1之间的边 界界面发射的表面波导模式的场的相对定相的、适当大小的电荷端子。

继续进一步地，将区域1和区域2之间的Leontovich阻抗边界条件记为

$\hat{n}\times {\overrightarrow{H}}_2(\rho ,\phi ,0)={\overrightarrow{J}}_S,---\left(12\right)$

其中，是正的垂直(+z)方向上的单位法线，并且是由上面的等式(1) 表示的区域2中的磁场强度。等式(12)表明在等式(1)-(3)中指定的 场可以通过驱动沿着边界界面的径向表面电流密度来获得，诸如通过下式指 定的径向表面电流密度：

其中，A是尚待确定的常量。另外，应当注意的是，在多相波导探测器的附 近(ρ＜＜λ)，上面的等式(13)具有以下行为：

$J_{close}\left({\rho }^{\prime }\right)=\frac{-A\left(j2\right)}{\pi \left(-j\gamma \rho \right)}=-H_{\phi }=-\frac{I_o}{2{\mathrm{\pi \rho }}^{\prime }}.---\left(14\right)$

有人可能注意到负号。这意味着，当源电流垂直向上地流动时，所需的“近 区”地面电流辐射地向内流动。通过在“近区”上匹配的场，我们发现在 等式(1)-(6)和(13)中，

$A=\frac{-I_o\gamma }{4}---\left(15\right)$

因此，等式(13)可以被重新表述为

$J_{\rho }\left({\rho }^{\prime }\right)=\frac{I_o\gamma }{4}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-{\mathrm{j\gamma \rho }}^{\prime }\right).---\left(16\right)$

然后参照图3，其示出多相波导探测器200的示例，多相波导探测器200 包括沿着垂直轴z布置的电荷端子T₁和电荷端子T₂。根据本公开的实施例， 多相波导探测器200布置在有损传导介质203之上。根据一个实施例，有损 传导介质203构成区域1(图2)。另外，第二介质206与有损传导介质203 共享边界界面，并且构成区域2(图2)。多相波导探测器200包括探测器耦 合电路209，其将激励源213耦合到电荷端子T₁和T₂，对此将参照后面的图 更详细的论述。

电荷端子T₁和T₂位于有损传导介质203之上。可以将电荷端子T₁视为 电容器，并且如在本文中所描述的那样，电荷端子T₂可以包含配衡体或降 低电容器(lowercapacitor)。根据一个实施例，电荷端子T₁位于高度H₁处， 并且电荷端子T₂沿着垂直轴z位于高度H₂处的T₁的正下方，其中H₂小于 H₁。多相波导探测器200所呈现的传送结构的高度h为h＝H₁-H₂。给出前面 的论述，可以将有损传导介质J_ρ(ρ)的表面上的径向泽内克表面电流的渐近 线确定为J₁(ρ)近区和J₂(ρ)远区，其中

近区(ρ＜λ/8)：$J_{\rho }\left(\rho \right)~J_1=\frac{I_1+I_2}{2\pi \rho }+\frac{E_{\rho }^{QS}\left(Q_1\right)+E_{\rho }^{QS}\left(Q_2\right)}{z_{\rho }},$并且(17)

远区(ρ＞＞λ/8)：$J_{\rho }\left(\rho \right)~J_2=\frac{{\mathrm{j\gamma \omega Q}}_1}{4}\times \sqrt{\frac{2\gamma }{\pi }}\times \frac{e^{-\left(\alpha +j\beta \right)\rho }}{\sqrt{\rho }}---\left(18\right)$

其中，I₁是馈给第一电荷端子T₁上的电荷Q₁的传导电流，I₂是馈给第二电 荷端子T₂上的电荷Q₂的传导电流。上部电荷端子T₁上的电荷Q₁通过 Q₁＝C₁V₁来确定，其中C₁是电荷端子T₁的隔离电容。注意，对于上面阐述 的J₁，存在由给出的第三分量，其遵循Leontovich边界条件并且是由 第一电荷端子上的升高的振荡电荷Q₁的准静态场所注入的有损传导介质 203中的径向电流贡献。量是有损传导介质的径向阻抗，其中 γ_e＝(jωμ₁σ₁-ω²μ₁ε₁)^1/2。

表示由等式(17)和(18)所阐述的径向电流近区和远区的渐近线是复 数量。根据不同的实施例，合成物理表面电流J(r)以在幅度和相上近可能接 近地匹配电流渐近线。也就是说，近区(close-in)|J(r)|是|J₁|的正切，而远区 (far-out)|J(r)|是|J₂|的正切。另外，根据不同的实施例，J(r)的相应当从J₁近区 的相过渡到J₂远区的相。

根据一个实施例，如果在本文中描述的多相波导探测器的不同的实施例 中的任何一个被适当地调节，则该配置将至少给出对泽内克模式的近似幅度 和相匹配，并且发射泽内克表面波。应当注意的是，相远区φ₂与对应于e^-jβρ的传播相加上由于作为的的相而引起的固定的“相提升”成比例，

${\mathrm{j\Phi }}_2\left(\rho \right)=-j\beta \rho +\arg \left(\sqrt{\gamma }\right)---\left(19\right)$

其中，γ以上面的等式(9)表示，并且取决于有损传导介质上的传送的场所 处的ε_r和σ的值以及工作频率f，具有两个复数根的通常是近似45° 或225°的等级。换句话说，为了匹配在传送的场所处的泽内克表面波模式以 发射泽内克表面波，表面电流|J₂|远区的相应当按照对应于的传 播相加上近似45度或225度的常量而不同于表面电流|J₁|近区的相。这是因 为，存在的两个根，一个在π/4附近，一个在5π/4附近。适当调节的合 成径向表面电流是

$J_{\rho }(\rho ,\phi ,0)-\frac{I_o\gamma }{4}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right).---\left(20\right)$

根据麦克斯韦等式，这样的J(ρ)表面电流自动地创建符合下式的场

$H_{\phi }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}{e}^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),---\left(21\right)$

$E_{\rho }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}(-j\gamma \rho ),$和(22)

$E_z=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right).---\left(23\right)$

因此，将匹配的泽内克表面波模式的表面电流|J₂|远区和表面电流|J₁|近区之 间的相的差异是由于在上面所阐述的等式(20)-(23)中的汉克尔函数的 固有特征。很明显地识别到，由等式(1)-(6)和(20)表示的场具有绑 定到有损界面的传送线模式而不是诸如与地面波传播相关联的这样的辐射 场的性质。参见Barlow,H.M.和Brown,J.的“RadioSurfaceWaves”(Oxford UniversityPress，1962年，第1-5页)。这些场自动地满足针对零反射的复数 布鲁斯特角需求，这意味着辐射可以忽略，同时动态地增强表面引导波传播， 对此以在下面提供的实验结果来验证和支持。

在这一点上，通过强调波等式的这些解的特殊属性来提供对在等式(20) -(23)中使用的汉克尔函数的性质的审查。可能观察到n阶一段和二类汉 克尔函数被定义为一类和二类标准贝塞耳函数的复数结合

$H_n^{\left(1\right)}\left(x\right)=J_n\left(x\right)+{\mathrm{jN}}_n\left(x\right)$和(24)

$H_n^{\left(2\right)}\left(x\right)=J_n\left(x\right)-{\mathrm{jN}}_n\left(x\right).---\left(25\right)$

这些函数分别表示向内(上标(1))和向外(上标(2))径向传播的圆柱波。 定义类似于关系e^±jx＝cosx±jsinx。例如，参见Harrington,R.F.的 “Time-HarmonicFields”(McGraw-Hill，1961年，第460-463页)。

该是输出波，其根据直接从J_n(X)和N_n(X)的序列定义直接获得 的其大参量渐近线行为容易地被识别出

$H_n^{\left(2\right)}\left(x\right)\underset{x\to \infty }{\to }\sqrt{\frac{2j}{\pi x}}{j}^n{e}^{-jx}---\left(26\right)$

其在乘以e^jωt时是具有1/√ρ空间变量的形式e^j(ωt-kρ)的向外传播圆柱波。指 数分量的相是ψ＝(ωt-kρ)。还显而易见的是

$H_n^{\left(2\right)}\left(x\right)\underset{x\to \infty }{\to }{j}^n{H}_0^{\left(2\right)}\left(x\right),---\left(27\right)$

并且，汉克尔函数的另外的有用的属性被表示为

$\frac{\partial H_0^{\left(2\right)}\left(x\right)}{\partial x}=-H_1^{\left(2\right)}\left(x\right),---\left(28\right)$

其由Jahnke，E.和F.Emde的“TablesofFunctions”(Dover，1945年，第145 页)描述。

另外，向外传播汉克尔函数的小参量和大参量渐近线如下：

$H_1^{\left(2\right)}\left(x\right)\underset{x\to 0}{\to }\frac{2j}{\pi x}---\left(29\right)$

$H_1^{\left(2\right)}\left(x\right)\underset{x\to \infty }{\to }j\sqrt{\frac{2j}{\pi x}}{e}^{-jx}-\sqrt{\frac{2}{\pi x}}{e}^{-j(x-\frac{\pi }{2}-\frac{\pi }{4})}.---\left(30\right)$

注意，这些渐近线表达式是复数量。另外，与普通的正弦函数不同，复 数汉克尔函数的行为在近区和远区处与原点不同。当x是实量时，等式(29) 和(30)在相上按照而不同，其对应于45°的额外的相提前或“相提升”， 或者等效地，λ/8。

参照图4，进一步例示所示出的J₁(图3)和J₂(图3)之间的相过渡是 相对于多相波导探测器200(图3)的位置的表面电流J₁近区和J₂远区的相 的例示。如图4中所示，存在三个不同的观察点P₀、P₁和P₂。过渡区域位于 观察点P₁和观察点P₂之间。观察点P₀位于多相波导探测器200的位置处。 观察点P₁位于将观察点P₁放置在过渡区域216和观察点P₀之间的离开观察 点P₀距离R₁处的“近区”。观察点P₂位于如所示出的那样地超过过渡区域 216的离开观察点P₀距离R₂处的“远区”。

在观察点P₀处，径向电流J的幅度和相被表示为在观察点 P₁处，径向电流J的幅度和相被表示为其中，βR₁的相移是可 归于观察点P₀和P₁之间的距离R₁。在观察点P₂处，径向电流J的幅度和相 被表示为其中，的相移是可归于观察点P₀和P₂之间的距离R₂以及出现在过渡区域216中的另外的相移。另外的相移出 现作为如上所述的汉克尔函数的属性。

前述内容反映如下事实：多相波导探测器200生成表面电流J₁近区，然 后过渡到J₂电流远区。在过渡区域216中，泽内克表面波导模式的相按照近 似45度或来过渡。该过渡或相移可以被视为“相提升”，因为泽内克表面 波导模式的相在过渡区域216中提高45度。过渡区域216看上去出现在小 于工作频率的波长的1/10的某处。

回头参照图3，根据一个实施例，可以创建多相波导探测器，其将发射 适当的径向表面电流分布。根据一个实施例，在辐射方向上创建泽内克波导 模式。如果可以创建由等式(20)给出的J(r)，则其将自动地发射泽内克表 面波。

另外，关于在图3中示出的一个示例多相波导探测器的电荷端子T₁和 T₂上的电荷Q₁和Q₂的电荷影像Q₁’和Q₂’，提供进一步的论述。关于有损传 导介质的分析假设在与如本文所描述的电荷贮存器T₁和T₂上的电荷Q₁和 Q₂相一致的多相波导探测器的下面存在感生的有效影像电荷Q₁’和Q₂’。还 必须在分析中考虑这样的影像电荷Q₁’和Q₂’。这些影像电荷Q₁’和Q₂’不仅 仅是与电荷贮存器T₁和T₂上的主要源电荷Q₁和Q₂180°异相，如在理想导 体的情况下那样。诸如例如地面介质这样的有损传播介质呈现相移影像。也 就是说，影像电荷Q₁’和Q₂’在复数深度(complexdepth)处。关于复数影像 的论述，参考Wait,J.R.的“ComplexImageTheory-Revisited”(IEEE AntennasandPropagationMagazine，第33卷，第4号，1991年8月，第27-29 页)，通过引用将其全部内容并入本文。

代替处于等于电荷Q₁和Q₂的高度的深度(亦即，z_n′＝-h_n)处的影像 电荷Q₁’和Q₂’，在深度z＝-d/2处放置传导镜215，并且影像本身出现在由 z_n′＝-D_n＝-(d+h_n)≠-h_n给出的“复数距离”处(亦即，“距离”具有幅 度和相这两者)，其中n＝1,2，并且对于垂直偏振的源，

$d=\frac{2\sqrt{{\gamma }_e^2+k_o^2}}{{\gamma }_e^2}\approx \frac{2}{{\gamma }_e}=d_r+{\mathrm{jd}}_i=\left|d\right|\angle \zeta ,---\left(31\right)$

其中

${\gamma }_e^2={\mathrm{j\omega \mu }}_1{\sigma }_1-{\omega }^2{\mu }_1{ϵ}_1,$和(32)

$k_o=\omega \sqrt{{\mu }_o{ϵ}_o}.---\left(33\right)$

进而，影像电荷Q₁’和Q₂’的复数间隔表明外部场将经历额外相移，其在 界面是无损绝缘体或完美导体时不会遇到。有损绝缘体影像理论技术的本质 是用位于复数深度z＝-d/2处的完美导体替换有限传导的地球(或有损绝缘 体)。接下来，则将源影像放置在复数深度D_n＝d/2+d/2+h_n＝d+h_n处， 其中n＝1,2。之后，可以使用物理电荷(在z＝+h处)加上其影像(在z’＝-D 处)的重叠来计算地面之上的场(z≥0)。处于复数深度处的电荷影像Q₁’ 和Q₂’实际参与获得在上面的等式(20)和(21)中指定的期望电流相。

根据上面的等式(2)和(3)，要注意的是，区域2中的对的比 率由下式给出

$\frac{E_{2z}}{E_{2\rho }}=\frac{A\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}(-j\gamma \rho )}{A\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}(-j\gamma \rho )}=\left(\frac{-j\gamma }{u_2}\right)\frac{H_0^{\left(2\right)}(-j\gamma \rho )}{H_1^{\left(2\right)}(-j\gamma \rho )}.---\left(34\right)$

另外，应当注意的是，渐近地

$H_n^{\left(2\right)}\left(x\right)\underset{x\to \infty }{\to }{j}^n{H}_0^{\left(2\right)}\left(x\right).---\left(35\right)$

因此，根据等式(2)和(3)直接得出

$\frac{E_{2z}}{E_{2\rho }}=\sqrt{{ϵ}_r-jx}=n={\mathrm{tan\psi }}_{i,B},---\left(36\right)$

其中，ψ_i，B是复数布鲁斯特角。通过调节源分布并且合成有损传导介质203 的表面处的复数布鲁斯特角照明，可以激励泽内克表面波。

参照图5，示出平行于入射的平面而偏振的入射场E。电场矢量E将被 合成为进入的不均匀平面波，其平行于入射的平面而偏振。电场矢量E可以 根据独立的水平和垂直分量而被创建为：

$\overrightarrow{E}\left({\theta }_o\right)=E_{\rho }\hat{\rho }+E_z\hat{z}.---\left(37\right)$

几何地，图5中的例示表明：

E_ρ(ρ，z)＝E(ρ，z)cosψ_o，和(38a)

$E_z(\rho ,z)=E(\rho ,z)cos\left(\frac{\pi }{2}-{\psi }_o\right)=E(\rho ,z){\mathrm{sin\psi }}_o,---\left(38b\right)$

这意味着，场比率为

$\frac{E_z}{E_{\rho }}={\mathrm{tan\psi }}_o.---\left(39\right)$

然而，记得根据等式(36)，

${\mathrm{tan\theta }}_{i,B}=\sqrt{{ϵ}_r-jx}---\left(40\right)$

使得，对于泽内克表面波，期望ψ_o＝θ_i，B，其导致

$\frac{E_z}{E_{\rho }}={\mathrm{tan\psi }}_o=\sqrt{{ϵ}_r-j\frac{\sigma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}}.---\left(41\right)$

这些等式意味着，如果控制复数场比率的幅度以及平行于入射的平面的 平面中的入射的垂直和水平分量E_z和E_ρ之间的相对的相，则将使合成的E 场矢量有效地以复数布鲁斯特角入射。这样的情况将合成地激励区域1和区 域2之间的界面之上的泽内克表面波。

参照图6，示出根据本公开的实施例的有损传导介质203之上布置的多 相波导探测器200的另一视图。根据一个实施例，有损传导介质203构成区 域1(图2)。另外，第二介质206与有损传导介质203共享边界界面，并且 构成区域2(图2)。

根据一个实施例，有损传导介质203包含诸如行星地球这样的地面介质。 为此，这样的地面介质包含在其中包括所有结构或形成(无论是自然的还是 人造的)。例如，这样的地面介质可以包含自然元素，诸如岩石、土壤、沙 子、淡水、海水、树木、植被以及构成我们的行星的所有其他自然元素。另 外，这样的地面介质可以包含人造元素，诸如混凝土、沥青、建筑材料以及 其他人造材料。在其他实施例中，有损传导介质203可以包含地球之外的一 些介质，无论是自然存在的还是人造的。在其他实施例中，有损传导介质203 可以包含其他介质，诸如人造表面和结构，例如汽车、飞行器、人造材料(诸 如胶合板、塑料挡板或者其他材料)或者其他介质。

在有损传导介质203包含地面介质或地球的情况下，第二介质206可以 包含地面之上的大气。因此，大气可以被称为“大气介质”，其包含空气以 及构成地球的大气的其他元素。另外，第二介质206可以包含与有损传导介 质203有关的其他介质，这也是可行的。

多相波导探测器200包含一对电荷端子T₁和T₂。虽然示出两个电荷端 子T₁和T₂，但是要理解的是，可以有两个以上的电荷端子T₁和T₂。根据一 个实施例，电荷端子T₁和T₂位于沿着与由有损传导介质203表示的平面相 正交的垂直轴z的、有损传导介质203之上。在这一点上，电荷端子T₁直接 放置在电荷端子T₂的上方，虽然也可以使用两个或多个电荷端子T_N的某种 其他布置。根据不同的实施例，电荷Q₁和Q₂施加于各自的电荷端子T₁和 T₂。

电荷端子T₁和/或T₂可以包含可以保持电子电荷的任何传导体 (conductivemass)。电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容 C₂。电荷端子T₁和/或T₂可以包含任何形状，诸如球形、盘形、圆柱形、圆 锥形、环面形、随机形状或者任何其他形状。还要注意的是，电荷端子T₁和T₂不需要相同，而是每一个可以具有单独的大小和形状，并且包含不同 的传导材料。根据一个实施例，电荷端子T₁的形状被指定为保持实际尽可 能多的电荷。基本上，由多相波导探测器200发射的泽内克表面波的场强度 直接与端子T₁上的电荷的量成比例。

如果电荷端子T₁和/或T₂是球或盘，则可以计算出相应的自电容C₁和 C₂。例如，单独的传导球的自电容是C＝4πε₀r，其中r包含以米为单位的球 的半径。单独的盘的自电容是C＝8ε₀r，其中r包含以米为单位的盘的半径。

因此，给出电荷贮存器T₁的自电容C₁和施加于电荷端子T₁的电压V， 存储在电荷端子T₁上的电荷Q₁可以被计算为Q₁＝C₁V。

进一步参照图6，根据一个实施例，多相波导探测器200包含耦合到电 荷端子T₁和T₂的探测器耦合电路209。探测器耦合电路209便于将激励源 213耦合到电荷端子T₁和T₂，并且便于生成针对工作的给定频率的、在电荷 端子T₁和T₂上的相应的电压幅度和相。如果采用两个以上的电荷端子T_N， 则探测器耦合电路209将被配置为便于在相应的电荷端子T_N上相对于彼此 生成不同的电压幅度和相。在多相波导探测器200的实施例中，探测器耦合 电路209包含将被描述的不同的电路配置。

在一个实施例中，探测器耦合电路209被指定为使多相波导探测器200 电子地半波谐振。这在任何给定的时间在端子T₁或T₂中的第一个上强加电 压+V并且在电荷端子T₁或T₂中的第二个上强加-V。在这样的情况下，可以 意识到，在相应的电荷端子T₁和T₂上的电压为180度异相。在相应的电荷 端子T₁和T₂上的电压为180度异相的情况下，在电荷端子T₁和T₂上经历 最大的电压幅度差分。替代地，探测器耦合电路209可以被配置为使得电荷 端子T₁和T₂之间的相差分不同于180度。为此，探测器耦合电路209可以 被调节为在多相波导探测器200的调节期间改变电压幅度和相。

由于将电荷端子T₁直接放置在电荷端子T₂之上，在电荷端子T₁和T₂之间创建互电容C_M。另外，如上所述，电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电 荷端子T₂具有自电容C₂。取决于电荷端子T₁和T₂的各自的高度，在电荷 端子T₁和有损传导介质203之间还可能存在绑定电容，并且在电荷端子T₂和有损传导介质203之间可能存在绑定电容。互电容C_M取决于电荷端子T₁和T₂之间的距离。

最终，由多相波导探测器200所生成的场强度将直接与强加在上部端子 T₁上的电荷Q₁的量成比例。进而，电荷Q₁和与电荷端子T₁相关联的自电 容C₁成比例，因为Q₁＝C₁V，其中V是强加在电荷端子T₁上的电压。

根据一个实施例，激励源213耦合到探测器耦合电路209，以便将信号 施加给多相波导探测器200。激励源213可以是任何适合的电源，诸如能够 生成施加给多相波导探测器200的工作频率的电压或电流的电压源或电流 源。为此，激励源213可以包含例如生成器、功能生成器、传送器或者其他 电源。

在一个实施例中，激励源213可以通过将描述的磁耦合、电容耦合或传 导(直接抽头)耦合来耦合到多相波导探测器200。在一些实施例中，探测 器耦合电路209可以耦合到有损传导介质203。另外，如将描述的那样，在 不同的实施例中，激励源213可以耦合到有损传导介质203。

另外，应当注意的是，根据一个实施例，在本文中描述的多相波导探测 器200具有如下特性：其辐射电阻R_r非常小，甚至可以忽略。应当记得，辐 射电阻R_r是将消耗最终从天线辐射的功率的相同量的等效阻抗。根据不同的 实施例，多相波导探测器200发射作为引导电磁波的泽内克表面波。根据不 同的实施例，在本文中描述的多相波导探测器具有很小的辐射电阻R_r，因为 这样的多相波导探测器的高度通常相对于它们的工作波长很小。换句话说， 根据一个实施例，在本文中描述的多相波导探测器“电子地很小(electrically small)”。如在本文中所想到的那样，表述“电子地很小”被定义为诸如在本 文中描述的多相波导探测器的不同的实施例这样的结构，其可以通过具有等 于λ/2π的半径的球来物理地绑定，其中λ是自由空间波长。参见Fujimoto,K.、 Henderson,K.AHirasawa和J.R.Jame的“SmallAntennas”(Wiley，1987年， 第4页)。

为了进一步地论述，短单极天线的辐射电阻R_r表示为

$R_r=160{\pi }^2{\left(\frac{h}{\lambda }\right)}^2---\left(42\right)$

其中，短单极天线具有均匀电流分布的高度h，并且其中λ是工作的频率的 波长。参见Stutzman,W.L.等人的“AntennaTheoryandDesign”(Wiley& Sons，1981年，第93页)。

给定辐射电阻R_r的值被确定为的函数，则其遵循：如果结构的高 度h相对于工作频率的工作信号的波长较小，则辐射电阻R_r也将很小。作为 一个示例，如果传送结构的高度h是工作频率的工作信号的波长的10％，则 的得到的值将是(.1)²＝.01。其将遵循：辐射电阻R_r对应地很小。

因此，根据不同的实施例，如果传送结构的有效高度h小于或等于其中λ是工作频率的波长，则辐射电阻R_r将相对较小。对于在下面描述的多 相波导探测器200的不同的实施例，传送结构的高度h可以被计算为 h＝H₁-H₂，其中，H₁是电荷端子T₁的高度，H₂是电荷端子T₂的高度。应当 意识到，在本文中描述的多相波导探测器200的每个实施例的传送结构的高 度h可以以类似的方式来确定。

虽然被提供作为一个基准，但是要理解的是，传送结构的高度对工 作频率的工作信号的波长的比率可以任何值。然而，要理解的是，以给定的 工作频率，随着给定的传送结构的高度增加，辐射电阻R_r将相应地增加。

取决于高度h和工作频率的工作信号的波长的实际值，辐射电阻R_r可以 是使得某个量的辐射可以与泽内克表面波的发射一起出现的值。为此，多相 波导探测器200可以被构造为具有相对于工作频率的波长较小的高度，以便 确保以辐射的形式损失很少或基本为0的能量。

另外，沿着垂直轴z放置电荷贮存器T₁和T₂提供由上面所阐述的等式 (20)-(23)中的汉克尔函数所描述的多相波导探测器200所发射的泽内 克表面波中的对称性。虽然以沿着正交于构成有损传导介质203的表面的平 面的垂直轴z的两个电荷贮存器T₁和T₂示出多相波导探测器200，但是要 理解的是，可以采用也将提供所期望的对称性的其他配置。例如，可以沿着 垂直轴z放置另外的电荷贮存器T_N，或者可以采用某种其他布置。在一些实 施例中，可能不期望传送的对称性。在这样的情况下，可以以沿着垂直轴z 之外的配置来布置电荷贮存器T_N，以提供替代的传送分布图案。

当适当地调节为以预定义的工作频率工作时，多相波导探测器200生成 沿着有损传导介质203的表面的泽内克表面波。为此，可以采用激励源213 以生成施加给多相波导探测器200以激励结构的预定频率的电能量。来自激 励源213的能量通过多相波导探测器200以泽内克表面波的形式传送给也耦 合到有损传导介质203或位于多相波导探测器200的有效传送范围内的一个 或多个接收器。能量由此以作为表面波导模式或引导电磁场的泽内克表面波 的形式运送。在使用高电压线的现代功率网的背景下，泽内克表面波包含传 送线模式。

因此，由多相波导探测器200所生成的泽内克表面波不是辐射波，而是 引导波，这些术语的意义在上面描述。泽内克表面波由于以下事实而被发射： 多相波导探测器200创建作为与有损传导介质203的表面上的泽内克表面波 模式充分模式匹配的电磁场。当由多相波导探测器200所生成的电磁场同样 充分模式匹配时，电磁场充分合成以导致很少或没有反射的有损传导介质 203的复数布鲁斯特角入射的波前。注意，如果多相波导探测器200未充分 与泽内克表面波模式模式匹配，则泽内克表面波将不被发射，因为未获得有 损传导介质203的复数布鲁斯特角。

在有损传导介质203包含诸如地球这样的地面介质的情况下，如以上在 等式(1)-(11)中所指示的那样，泽内克表面波模式将取决于多相波导探 测器200所在位置处的绝缘体介电常数ε_r和传导率σ。因此，上面的等式(20) -(23)中的汉克尔函数的相取决于发射位置处的这些构成参数以及工作的 频率。

为了激励与泽内克表面波模式相关联的场，根据一个实施例，多相波导 探测器200充分地合成如上面所阐述的等式(20)所表示的泽内克表面波模 式的有损传导介质上的径向表面电流密度。当这发生时，则电磁场与有损传 导介质203的表面上的泽内克表面波模式充分地或者近似地模式匹配。为此， 匹配应当尽可能地接近。根据一个实施例，与电磁场充分匹配的该泽内克表 面波模式表示为在上面所阐述的等式(21)-(23)。

为了合成泽内克表面波模式的有损传导介质中的径向表面电流密度，多 相波导探测器200的电子特征应当被调节以针对给定的工作频率和传送地点 的给定的电子特性在电荷端子T₁和T₂上强加适当的电压幅度和相。如果采 用多于两个的电荷端子T_N，则将需要在相应的电荷端子T_N上强加适当的电 压幅度和相，其中N甚至可以是有效地包含电荷端子的闭联集的非常大的 数。

为了获得针对给定位置处的多相波导探测器200的给定设计的适当的电 压幅度和相，可以使用迭代的方法。具体地，可以对考虑给端子T₁和T₂的 馈给电流的多相波导探测器200的给定的激励和配置、电荷端子T₁和T₂上 的电荷以及它们在有损传导介质203中的影像进行分析，以便确定所生成的 径向表面电流密度。该过程可以迭代地执行，直至基于所期望的参数确定出 给定多相波导探测器200的最佳配置和激励为止。为了帮助确定给定的多相 波导探测器200是否工作在最佳水平，可以基于多相波导探测器200的位置 处的区域1的传导率(σ₁)和区域1的介电常数(ε₁)的值、使用上面的等 式(1)-(11)来生成引导场强度曲线103(图1)。这样的引导场强度曲线 103将提供工作的基准，使得所测量的场强度可以与由引导场强度曲线103 所指示的幅度进行比较，以确定是否已经获得最佳传送。

为了达到最优的多相波导探测器200，可以调节与多相波导探测器200 相关联的各种参数。换句话说，可以改变与多相波导探测器200相关联的不 同的参数以将相波导探测器200调节为所期望工作配置。

可以被改变以调节多相波导探测器200的一个参数是电荷端子T₁和/或 T₂中的一个或两个相对于有损传导介质203的表面的高度。另外，还可以调 节电荷端子T₁和T₂之间的距离或间隔。为此，可以意识到，可以最小化或 者以其他方式改变互电容C_M或电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203之间 的任何绑定电容。

替代地，可能被调节的另外的参数是相应的电荷端子T₁和/或T₂的大小。 可以意识到，通过改变电荷端子T₁和/或T₂的大小，将改变相应的自电容 C₁和/或C₂以及互电容C_M。另外，将改变存在于电荷端子T₁和T₂与有损传 导介质203之间的任何绑定电容。为此，改变电荷端子T₁和T₂上的电压幅 度和相。

另外，可以调节的另外的参数是与多相波导探测器200相关联的探测器 耦合电路209。这可以通过调节匹配探测器耦合电路209的电感和/或电容电 抗的大小来实现。例如，在这样的电感电抗包含线圈的情况下，可以调节这 样的线圈的圈数。最终，可以对探测器耦合电路209进行调节以改变探测器 耦合电路209的电长度，从而影响电荷端子T₁和T₂上的电压幅度和相。

还有的情况是，可以调节施加给多相波导探测器200的激励源213的频 率以优化泽内克表面波的传送。然而，如果希望以给定的频率传送，则需要 调节其他参数以优化传送。

注意，可以意识到，通过进行不同的调节执行的传送的迭代可以通过使 用计算机模型或者通过调节物理结构来实现。在一种方法中，可以将调谐到 传送频率的场仪表放置在离开多相波导探测器200的适当距离处，并且可以 进行上述的调节直至检测到得到的泽内克表面波的最大或任何其他所期望 的场强度为止。为此，场强度可以与以在端子T₁和T₂上的所期望的工作频 率和电压生成的引导场强度曲线103(图1)进行比较。根据一种方法，放 置这样的场仪表的适当的距离可以被指定为大于表面电流J₂支配的上述的 “远区”区域中的过渡区域216。

通过进行以上调节，可以创建近似于在上面等式(17)和(18)中指定 的泽内克表面波模式的相同的电流J(r)的对应的“近区”表面电流J₁和“远 区”表面电流J₂。在这样做时，得到的电磁场将与有损传导介质203的表面 上的泽内克表面波模式充分地或者近似地匹配。

接下来参照图7A至7J，示出根据本公开的不同的实施例的多相波导探 测器200的另外的示例，其在本文中被记为多相波导探测器200a-j。根据不 同的实施例，多相波导探测器200a-j中的每一个都包括不同的探测器耦合电 路209，其在本文中被记为探测器耦合电器209a-j。虽然描述了探测器耦合 电路209a-j的若干示例，但是要理解的是，这些实施例仅是示例，并且可能 存在很多其他的未在本文中阐述的、可以被采用以根据在本文中所阐述的原 理来提供电荷端子T₁和T₂上的所期望的电压幅度和相以便于发射泽内克表 面波的探测器耦合电路209。

另外，探测器耦合电路209a-j中的每一个可以采用(但不限于)包含线 圈的电感阻抗。尽管使用线圈，但是要理解的是，可以采用其他电路元件(无 论是集总的还是分布的)作为电抗。另外，除了在本文中描述的那些之外， 可以在探测器耦合电路209a-j中包括其他电路元件。另外，要注意的是，具 有他们相应的探测器耦合电路209a-j的不同的多相波导探测器200a-j在本文 中仅被描述用于提供示例。为此，可以有很多其他多相波导探测器200，其 采用可以被用于根据在本文中所阐述的各种原理来发射泽内克表面波的不 同的探测器耦合电路209和其他电路。

现在参照图7A，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200a的多相波导探测器200(图6)的第一示例。多相波导探测器200a 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁具有 自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时，根据在任何给定时 刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离，可能存在互电容 C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203之间，取决于相 应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可能存在绑定电容。

多相波导探测器200a包括探测器耦合电路209a，探测器耦合电路209a 包含具有耦合到电荷端子T₁和T₂中的相应的一个的一对引线的线圈L_1a的 电感阻抗。在一个实施例中，线圈L_1a被指定为具有作为多相波导探测器200a 的工作频率的波长的一半(1/2)的电长度。

虽然线圈L_1a的电长度被指定为工作频率的波长的近似一半(1/2)，但 是要理解的是，线圈L_1a可以被指定以其他值的电长度。根据一个实施例， 线圈L_1a具有工作频率的波长的近似一半的电长度的事实提供在电荷端子T₁和T₂上创建最大电压差分的优点。然而，在调节多相波导探测器200a以获 得泽内克表面波模式的最佳激励时，线圈L_1a的长度或直径可以增加或减小。 替代地，可以是如下情况：电感阻抗被指定为具有显著地小于或大于多相波 导探测器200a的工作频率的波长的1/2的电长度。

根据一个实施例，激励源213通过磁耦合而耦合到探测器耦合电路209。 具体地，激励源213耦合到电感地耦合到线圈L_1a的线圈L_P。这可以通过链 接耦合、抽头线圈、可变电抗或者可以意识到的其他耦合方法来完成。为此， 可以意识到，线圈L_P用作初级，并且线圈L_1a用作次级。

为了调节多相波导探测器200a以便传送所期望的泽内克表面波，各个 电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此地改 变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1a的大小可以 通过添加或消除匝数或者通过改变线圈L_1a的一些其他尺寸来改变。

基于关于多相波导探测器200a的实验，这呈现为多相波导探测器200a-j 中的调节和操作以获得所期望的效率的最容易的方式。

现在参照图7B，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200b的多相波导探测器200(图6)的示例。多相波导探测器200b包 括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电荷 端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁和T₂ 沿着垂直轴z安置以如上所述的那样提供得到的泽内克表面波中的圆柱对称 性。电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时， 根据在任何给定时刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和 T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离， 可能存在互电容C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203 之间，取决于相应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可 能存在绑定电容。

多相波导探测器200b还包括探测器耦合电路209b，探测器耦合电路 209b包含第一线圈L_1b和第二线圈L_2b。如所示那样，第一线圈L_1b耦合到电 荷端子T₁和T₂中的每一个。第二线圈L_2b耦合到电荷端子T₂和有损传导介 质203。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209b。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_P和用作次级的线圈L_1b。替代地，线圈L_2b也可以用作次级。

为了调节多相波导探测器200b以便传送所期望的泽内克表面波，各个 电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此地改 变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1b和L_2b中的每 一个的大小可以通过添加或消除匝数或者通过改变相应的线圈L_1b或L_2b的 一些其他尺寸来改变。

现在参照图7C，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200c的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200c 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁具有 自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时，根据在任何给定时 刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离，可能存在互电容 C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203之间，取决于相 应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可能存在绑定电容。

多相波导探测器200c还包括探测器耦合电路209c，探测器耦合电路 209c包含线圈L_1c。如所示那样，线圈L_1c的一端耦合到电荷端子T₁。线圈 L_1c的第二端耦合到有损传导介质203。沿着线圈L_1c放置耦合到电荷端子T₂ 的抽头。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209c。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_P和用作次级的线圈L_1c。线圈L_P可以位于沿着线圈L_1c的任何位置处。

为了调节多相波导探测器200b以便激励和传送所期望的泽内克表面波， 各个电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1c的大小 可以通过添加或消除匝数或者通过改变线圈L_1c的一些其他尺寸来改变。另 外，抽头的上面或下面的线圈L_1c的部分所呈现的电感可以通过移动抽头的 位置来调节。

现在参照图7D，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200d的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200d 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁具有 自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时，根据在任何给定时 刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离，可能存在互电容 C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203之间，取决于相 应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可能存在绑定电容。

多相波导探测器200d还包括探测器耦合电路209d，探测器耦合电路 209d包含第一线圈L_1d和第二线圈L_2d。第一线圈L_1d的第一引线耦合到电荷 端子T₁，第一线圈L_1d的第二引线耦合到有损传导介质203。第二线圈L_2d的第一引线耦合到电荷端子T₂，第二线圈L_2d的第二引线耦合到有损传导介 质203。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209d。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_P和用作次级的线圈L_2d。替代地，线圈L_1d也可以用作次级。

为了调节多相波导探测器200b以便激励和传送所期望的泽内克表面波， 各个电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1d和L_2d中 的每一个的大小可以通过添加或消除匝数或者通过改变相应的线圈L_1d或 L_2d的一些其他尺寸来改变。

现在参照图7E，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200e的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200e 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁和T₂沿着垂直轴z放置以提供如上所述那样得到的泽内克表面波中的圆柱对称 性。电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时， 根据在任何给定时刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和 T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离， 可能存在互电容C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203 之间，取决于相应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可 能存在绑定电容。

多相波导探测器200e还包括探测器耦合电路209e，探测器耦合电路 209e包含第一线圈L_1e和电阻器R₂。第一线圈L_1e的第一引线耦合到电荷端 子T₁，第一线圈L_1e的第二引线耦合到有损传导介质203。电阻器R₂的第一 引线耦合到电荷端子T₂，电阻器R₂的第二引线耦合到有损传导介质203。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209e。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_P和用作次级的线圈L_1e。

为了调节多相波导探测器200b以便传送所期望的泽内克表面波，各个 电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此地改 变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1e的大小可以 通过添加或消除匝数或者通过改变线圈L_1e的一些其他尺寸来改变。另外， 电阻R₂的量也可以调节。

现在参照图7F，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200f的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200f 包括电荷端子T₁和作为第二电荷端子的地网G。电荷端子T₁和地网G沿着 基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置。第二介质206 在有损传导介质203之上。注意，从电荷端子T₁的高度H₁减去地网G的高 度H₂来计算传送结构的高度h。

电荷端子T₁具有自电容C₁，并且地网G具有自电容C₂。在工作时，根 据在任何给定时刻施加给电荷端子T₁和地网G的电压，分别在电荷端子T₁和地网G上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和地网G之间，取决于它们 之间的距离，可能存在互电容C_M。另外，在电荷端子T₁和地网G与有损传 导介质203之间，取决于电荷端子T₁和地网G相对于有损传导介质203的 高度，可能存在绑定电容。一般地，绑定电容将在地网G和有损传导介质 203之间由于其接近于有损传导介质203而存在。

多相波导探测器200f包括探测器耦合电路209f，探测器耦合电路209f 由包含具有耦合到电荷端子T₁和地网G的一对引线的线圈L_1f的电感阻抗构 成。在一个实施例中，线圈L_1f被指定为具有作为多相波导探测器200f的工 作频率的波长的一半(1/2)的电长度。

虽然线圈L_1f的电长度被指定为工作频率的波长的近似一半(1/2)，但 是要理解的是，线圈L_1f可以被指定以其他值的电长度。根据一个实施例， 线圈L_1f具有工作频率的波长的近似一半的电长度的事实提供在电荷端子T₁和地网G上创建最大电压差分的优点。然而，在调节多相波导探测器200f 以获得泽内克表面波模式的最佳传送时，线圈L_1f的长度或直径可以增加或 减小。替代地，可以是如下情况：电感阻抗被指定为具有显著地小于或大于 多相波导探测器200f的工作频率的波长的1/2的电长度。

根据一个实施例，激励源213通过磁耦合而耦合到探测器耦合电路209f。 具体地，激励源213耦合到电感地耦合到线圈L_1f的线圈L_P。这可以通过链 接耦合、相量/耦合网络或者可以意识到的其他耦合方法来完成。为此，可以 意识到，线圈L_P用作初级，并且线圈L_1f用作次级。

为了调节多相波导探测器200a以便反射和传送所期望的泽内克表面波， 相应电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1f的大小可 以通过添加或消除匝数或者通过改变线圈L_1f的一些其他尺寸来改变。

现在参照图7G，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200g的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200g 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁和T₂沿着垂直轴z放置以如上所述的那样提供得到的泽内克表面波中的圆柱对称 性。电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时， 根据在任何给定时刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和 T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离， 可能存在互电容C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203 之间，取决于相应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可 能存在绑定电容。

多相波导探测器200g还包括探测器耦合电路209g，探测器耦合电路 209g包含第一线圈L_1g和第二线圈L_2g以及可变电容器C_V。如所示那样，第 一线圈L_1g耦合到电荷端子T₁和T₂中的每一个。第二线圈L_2g具有耦合到可 变电容器C_V的第一引线和耦合到有损传导介质203的第二引线。进而，可 变电容器C_V耦合到电荷端子T₂和第一线圈L_1g。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209g。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_P和用作次级的线圈L_1g或线圈L_2g的任一个。

为了调节多相波导探测器200g以便发射和传送所期望的泽内克表面波， 各个电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1g和L_2g中 的每一个的大小可以通过添加或消除匝数或者通过改变相应的线圈L_1g或 L_2g的一些其他尺寸来改变。另外，可以调节可变电容C_V。

现在参照图7H，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探 测器200h的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200h 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。电荷端子T₁具有 自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时，根据在任何给定时 刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离，可能存在互电容 C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203之间，取决于相 应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可能存在绑定电容。

多相波导探测器200h还包括探测器耦合电路209h，探测器耦合电路 209h包含第一线圈L_1h和L_2h。第一线圈L_1h的第一引线耦合到电荷端子T₁， 并且第一线圈L_1h的第二引线耦合到电荷端子T₂。第二线圈L_2h的第一引线 耦合到端子T_T，并且第二线圈L_2h的第二引线耦合到有损传导介质203。端 子T_T相对于电荷端子T₂放置，使得在电荷端子T₂与端子T_T之间存在耦合 电容C_C。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209h。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_p和用作次级的线圈L_2h。替代地，线圈L_1h也可以用作次级。

为了调节多相波导探测器200h以便发射和传送所期望的泽内克表面波， 各个电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1h和L_2h中 的每一个的大小的大小可以通过添加或消除匝数或者通过改变相应的线圈 L_1h或L_2h的一些其他尺寸来改变。可以意识到，也可以改变电荷端子T₂和 端子T_T之间的间隔，从而修改耦合电容C_C。

现在参照图7I，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探测 器200i的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200i 非常相似于多相波导探测器200h(图7H)，除了如将描述的那样的激励源 213串联耦合到探测器耦合电路209i这一事实之外。

为此，多相波导探测器200i包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现 的平面正交的垂直轴z放置的电荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导 介质203之上。电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容 C₂。在工作时，根据在任何给定时刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别 在电荷端子T₁和T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于 它们之间的距离，可能存在互电容C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203之间，取决于相应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导 介质203的高度，可能存在绑定电容。

多相波导探测器200i还包括探测器耦合电路209i，探测器耦合电路209i 包含第一线圈L_1i和第二线圈L_2i。第一线圈L_1i的第一引线耦合到电荷端子 T₁，并且第一线圈L_1i的第二引线耦合到第二电荷端子T₂。第二线圈L_2i的第 一引线耦合到端子T_T，并且第二线圈L_2i的第二引线耦合到激励源213的输 出。另外，激励源213的地面引线耦合到有损传导介质203。端子T_T相对于 电荷端子T₂放置，使得在电荷端子T₂与端子T_T之间存在耦合电容C_C。

多相波导探测器200i提供如上所述那样地将激励源213串联耦合到探测 器耦合电路209i的情况的一个示例。具体地，激励源213耦合在线圈L_2i和 有损传导介质203之间。

为了调节多相波导探测器200i以便发射和传送所期望的泽内克表面波， 各个电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1i和L_2i中 的每一个的大小可以通过添加或消除匝数或者通过改变相应的线圈L_1i或L_2i的一些其他尺寸来改变。另外，可以意识到，可以改变电荷端子T₂与端子 T_T之间的间隔，从而修改耦合电容C_C。

现在参照图7J，示出根据一个实施例的、在本文中被记为多相波导探测 器200j的多相波导探测器200(图6)的另外的示例。多相波导探测器200j 包括沿着基本与由有损传导介质203所呈现的平面正交的垂直轴z放置的电 荷端子T₁和T₂。第二介质206在有损传导介质203之上。在该实施例中， 电荷端子T₁包含球，并且电荷端子T₂包含盘。在这点上，多相波导探测器 200j提供电荷端子T_N可以包含任何形状的例示。

电荷端子T₁具有自电容C₁，并且电荷端子T₂具有自电容C₂。在工作时， 根据在任何给定时刻施加给电荷端子T₁和T₂的电压，分别在电荷端子T₁和 T₂上强加电荷Q₁和Q₂。在电荷端子T₁和T₂之间，取决于它们之间的距离， 可能存在互电容C_M。另外，在相应的电荷端子T₁和T₂与有损传导介质203 之间，取决于相应的电荷端子T₁和T₂相对于有损传导介质203的高度，可 能存在绑定电容。

多相波导探测器200j包括探测器耦合电路209j，探测器耦合电路209j 包含具有耦合到电荷端子T₁和T₂中的相应的一个的一对引线的线圈L_1j的电 感阻抗。在一个实施例中，线圈L_1j被指定为具有作为多相波导探测器200j 的工作频率的波长的一半(1/2)的电长度。虽然线圈L_1j的电长度被指定为 工作频率的波长的近似一半(1/2)，但是要理解的是，线圈L_1j可以被指定以 其他值的电长度，如参照上述的多相波导探测器200a(图7A)所论述的那 样。另外，探测器耦合电路209j包括耦合到有损传导介质203的线圈L_1j上 的抽头223。

激励源213以关于上述的多相波导探测器200a(图7A)的所述类似的 方式磁耦合到探测器耦合电路209j。为此，激励源213耦合到用作初级的线 圈L_P和用作次级的线圈L_1j。线圈L_P可以位于沿着线圈L_1j的任何位置处。 另外，线圈L_P可以位于抽头223的上面或下面。

为了调节多相波导探测器200j以便发射和传送所期望的泽内克表面波， 各个电荷端子T₁和T₂的高度可以相对于有损传导介质203以及相对于彼此 地改变。另外，电荷端子T₁和T₂的大小可以改变。另外，线圈L_1j的大小可 以通过添加或消除匝数或者通过改变线圈L_1j的一些其他尺寸来改变。另外， 可以调节线圈L_1j上的抽头223的位置。

参照图7A-J中的多相波导探测器200a-j的不同的实施例，多相波导探 测器200a-j中的每一个可以被激励以传送以引导波的形式或者以沿着有损 传导介质203的表面的波导模式运送的能量。为了便于这样的传送，多相波 导探测器200a-j中的每一个中的元件可以被调节以在相应的多相波导探测 器200a-j被激励时在相应的电荷端子T₁和T₂上强加所期望的电压幅度和相。 这样的激励可以通过如上所述的那样将来自激励源213的能量施加于相应的 多相波导探测器200a-j来进行。

可以调节在电荷端子T₁和T₂上强加的电压幅度和相，以便在给定本地 介电常数ε_r、传导率σ和可能的有损传导介质203的其他参数的传送的地点 处充分地合成与有损传导介质203的引导或泽内克表面波导模式充分模式匹 配的场。表面引导波的波导模式在上述的等式(21)、(22)和(23)中表示。 该表面波导模式具有以安培每米为单位的以等式(20)表示的径向表面电流 密度。

要理解的是，可能难以合成精确匹配在上述的等式(21)、(22)和(23) 中表示的表面波导模式的场。然而，如果这样的场至少近似于表面波导模式， 则可以发射引导表面波。根据不同的实施例，合成场以匹配可接受的工程公 差内的表面波导模式，以便发射引导表面波。

同样地，可能难以合成精确匹配泽内克表面波导模式的径向表面电流密 度的径向表面电流密度，其中合成的径向表面流密度从上述的合成的场得 出。根据不同的实施例，多相波导探测器200可以被调节为匹配可接受的工 程公差内的引导表面波导模式的径向表面电流密度，以便发射泽内克表面波 模式。通过创建特定的电荷分布以及它们在复数距离处的影像，上述的不同 的多相波导探测器200a-j激励表面电流，其场被设计为近似地匹配传播泽内 克表面波模式并且发射泽内克表面波。由于上述的不同的多相波导探测器 200a-j中的固有的这种复数影像技术，能够充分地与引导界面想要在传送的 位置处支持的表面波导模式充分地模式匹配。该引导界面是如上所述的区域 1(图2)和区域2(图2)之间的界面。根据一个实施例，引导界面是由地 球所呈现的有损传导介质203与上述的大气介质之间的界面。

在电荷端子T₁和T₂强加的电压幅度和相被调节为使得它们以及它们在 复数深度处的有效影像依靠Leontovich边界条件来激励复数表面电流，复数 表面电流的场合成充分地匹配传送的地点处的有损传导介质203的泽内克表 面波导模式的场，此时，这样的场将自动地充分合成以有损传导介质203的 复数布鲁斯特角入射的波前，其将导致零反射。这是在边界处波匹配的条件。

接下来参照图8A、8B和8C，示出图示作为以千米为单位的距离的函 数的以伏特每米为单位的场强度的图表300a、300b和300c的示例，用于泽 内克表面波与传统的辐射场之间的比较。另外，不同的图表300a、300b和 300c例示泽内克表面波的传送的距离如何随着传送的频率而改变。

每个图表300a、300b和300c图示对应的引导场强度曲线303a、303b 和303c以及对应的辐射场强度曲线306a、306b和306c。假设不同的参数而 生成引导场强度曲线303a、300b和300c。具体地，图表300a、300b和300c 分别用以频率10MHz、1MHz和0.1MHz施加给上部端子T₁(图3)的常 量电荷Q₁(图3)来计算出。为了计算的目的，假设ε_r＝15和σ＝0.008mhos/m 的介电常数，其根据通过联邦通信委员会(FCC)提出的俄亥俄中部的R-3 地图来取得。下面表格提供假设的多相波导探测器工作参数，用于生成引导 场强度曲线303a、303b和303c中的每一个。

为了具有物理上可实现的操作，对于f＝0.1MHz和1.0MHz，将端子T₁的高度指定为H_T1＝8米，而针对10MHz缩短至0.8米，以便保持电流分布 均匀。另外，针对f＝0.1MHz和1.0MHz的操作，将端子T₁的自电容C₁设 置为100pF。该电容对于10MHz时的使用过大，因此针对该情况减小自电 容C₁。然而，得到的控制场强度的参数的端子电荷Q_T1对于所有三个引导场 强度曲线303a、303b和303c保持为相同的值。

根据图表可以看出，频率越低，传播衰减越小，并且场越伸出更远的距 离。然而，与能量的守恒相一致，能量密度随着距离而减小。换句话说，频 率越高，能量伸展的区域就越小，因此能量密度越大。因此，泽内克表面波 的“拐点”的范围随着频率的增加而缩小。替代地，频率越低，传播衰减就 越小，并且处于离开使用多相波导探测器200(图6)进行传送的地点的非 常大的距离处的泽内克表面波的场强度就越大。

每种情况的泽内克表面波分别被标识为引导场强度曲线303a、303b和 303c。具有10欧姆的假设地面损失的、与相应的多相波导探测器200具有 相同高度的、用于短垂直单极天线的、以伏特每米为单位的诺顿地面波场强 度分别通过辐射场强度曲线306a、306b和306c来表示。断言这是对以这些 频率工作的单极天线结构的合理的真实的假设。临界点是适当模式匹配的多 相波导探测器发射引导表面波，引导表面波显著地胜过在刚好超过相应的泽 内克表面波的引导场强度曲线303a-c中的“拐点”的距离处的任何单极的辐 射场。

给出前面的内容，根据一个实施例，引导表面波的传播距离根据传送的 频率而改变。具体地，传送频率越低，引导表面波的指数衰减就越小，并且 因此引导表面波将传播得更远。如上所述，引导表面波的场强度以的速 率下降，而辐射电磁场的场强度几何地与1/d成比例地下降，其中d是以千 米为单位的距离。因此，引导场强度曲线303a、303b和303c中的每一个以 如上所述的拐点为特征。随着在本文中描述的多相波导探测器的传送频率的 减小，对应的引导场强度曲线303a、303b和303c的拐点将在图表中向右推 进。

图8A示出以10兆赫兹的频率生成的引导场强度曲线303a和辐射场强 度曲线306a。如所示那样，引导表面波下降至10千米以下。在图8B中， 引导场强度曲线303b和辐射场强度曲线306b以1兆赫兹的频率来生成。引 导场强度曲线303b在大约100千米处下降。最后，在图8C中，引导场强度 曲线303c和辐射场强度曲线306c以100千赫兹(即.1兆赫兹)的频率来生 成。引导场强度曲线303c在4000-7000千米之间处下降。

注意，如果频率足够低，则能够绕整个地球传送引导表面波。相信这样 的频率可以是为大约20-25千赫兹或以下。应当注意的是，以这样低的频率， 有损传导介质203(图6)不再是平面，而是变成球。因此，当有损传导介 质203包含地面介质时，引导场强度曲线的计算将改变以考虑传播距离达到 地面介质的大小的情况下的低频率时的球形状。

给出前面的内容，接下来提供根据不同的实施例的、在使用地球的地面 介质作为有损传导介质203构造多相引导探测器200(图6)时的一些通用 的指导。作为实际的方法，可以指定工作频率，并且标识离开要构造的相应 的多相波导探测器200的关注距离处的引导表面波的所期望的场强度。

给出这些参数，接下来可以确定强加在上部电荷端子T₁(图6)以便在 所指定的距离处产生所期望的场强度的电荷Q₁(图6)。为了确定所需要的 电荷Q₁，将需要获得传送地点处的地球的介电常数ε_r和传导率σ。这些值可 以通过测量或者通过参考例如由联邦通信委员会或国际无线电委员会 (CCIR)公布的传导率表来获得。当所指定的距离处的介电常数ε_r、传导率 σ和所期望的场强度已知时，所需要的电荷Q₁可以通过根据在上面的等式 (21)-(23)中所阐述的泽内克精确表达式直接计算场强度来确定。

当确定所需要的电荷Q₁时，接下来将需要标识以什么电压V的电荷端 子T₁的什么自电容C₁将在电荷端子T₁上产生所需要的电荷Q₁。任何电荷 端子T上的电荷Q被计算作为Q＝CV。在一种方法中，可以选取被视为是可 以放置在电荷端子T₁上的可接受的电压V，然后构造电荷端子T₁，以便使 所需要的自电容C₁获取所需要的电荷Q₁。替代地，在另外的方法中，可以 依靠电荷端子T₁的特定构造来确定什么是可获取的自电容C₁，然后将得到 的电荷端子T₁提升到所需要的电压V以获取所需要的电荷Q₁。

另外，在确定电荷端子T₁的所需要的自电容C₁和将强加在电荷端子T₁上的电压V时，存在应当考虑工作带宽的问题。具体地，在本文中所论述的 多相波导探测器200的带宽相对较大。这在指定如上所述的自电容C₁或电 压V时得到很高程度的灵活性。然而，应当理解的是，随着自电容C₁的减 小以及电压V的增加，得到的多相波导探测器200的带宽将减少。

实验上，应当注意的是，较小的自电容C₁可以使给定的多相波导探测 器200对地球的或者在传送地点附近的介电常数ε_r或传导率σ的小变化更加 敏感。介电常数ε_r或传导率σ的这样的变化可能由于季节之间的过渡引起的 气候的变化或者由于诸如降雨、干旱的到来这样的局部天气条件的改变和/ 或局部天气的其他改变而发生。因此，根据一个实施例，电荷端子T₁可以 被指定为具有可实现的相对大的自电容C₁。

当确定出电荷端子T₁的自电容C₁以及将强加其上的电压时，接下来将 确定第二电荷端子T₂的自电容C₂和物理位置。作为实际的方式，已经发现 最容易将电荷端子T₂的自电容C₂指定为与电荷端子T₁的自电容C₁相同。 这可以通过使电荷端子T₂的大小和形状与电荷端子T₁的大小和形状相同来 实现。这将确保维持对称性，并且将避免两个电荷端子T₁和T₂之间的可能 负面影响获得与如上所述的复数布鲁斯特角的匹配的不常见的相移的可能 性。对于两个电荷端子T₁和T₂的自电容C₁和C₂相同的事实将导致在电荷 端子T₁和T₂上的相同的电压幅度。然而，要理解的是，自电容C₁和C₂可 以不同，并且电荷端子T₁和T₂的形状和大小可以不同。

为了促进对称性，电荷端子T₂可以如上所述地沿着垂直轴z(图6)直 接安置在电荷端子T₁的下面。替代地，可以将电荷端子T₂安置在具有某种 得到的效果的某个其他位置处。

电荷端子T₁和T₂之间的距离应当被指定为提供多相波导探测器200所 生成的场与传送地点处的引导表面波导模式之间的最佳匹配。作为建议的开 始点，该距离可以被设置为使得电荷端子T₁和T₂之间的互电容C_M(图6) 等于或小于电荷端子T₁上的隔离电容C₁。最终，应当指定电容端子T₁和T₂之间的距离以使互电容C_M尽可能小。可以通过测量来确定互电容C_M，并且 可以相应地安置电荷端子T₁和T₂。

接下来，确定多相波导探测器200的适当的高度h＝H₁-H₂(图7A-J)。 在此，所谓的“影像复数深度”现象变得有意义。这将引起在高度h变化时 的对来自具有电荷Q₁和Q₂的电荷贮存器T₁和T₂的以及来自电荷Q₁和Q₂的地下影像的地球表面上的重叠的场的考虑。由于要考虑以确保给定的多相 波导探测器200与传送地点处的地球的引导表面波导模式模式匹配的变量的 数量众多，可行的出发点是相对于地面的电荷贮存器T₁和T₂中的每一个的 绑定电容(boundcapacitance)可以忽略使得与电荷端子T₁和T₂相关联的电容 实质分别是它们的隔离的自电容C₁和C₂的高度h。

在确定与多相波导探测器200相关联的高度h时要考虑的另外的考虑是 是否避免辐射。具体地，当多相波导探测器200的高度h接近于工作频率的 波长的可感知的部分时，辐射电阻R_r将关于高度h二次地增长，并且辐射将 开始优先于上述的引导表面波的生成。确定泽内克表面波将优先于任何辐射 的上述的一个基准是确定高度小于工作频率的波长的10％，虽然可以指定其 他基准。在一些情况下，可能期望在发射引导表面波的基础上允许一定程度 的辐射出现，在该情况下可以相应地指定高度h。

接下来，探测器耦合电路209(图6)被指定为提供电荷端子T₁和T₂之间的电压相。电压相看上去对创建与传送地点处的引导表面波导模式模式 匹配的场有显著效果。假设沿着垂直z轴放置电荷端子T₁和T₂以促进对称 性，可以将探测器耦合电路209指定为在电荷端子T₁和T₂上提供180度的 电压相差分。也就是说，将探测器耦合电路209指定为使得电荷端子T₁上 的电压V相对于电荷端子T₂上的电压为异相180度。

如上所述，一种示例方法是参照多相波导探测器200a在上面所述的、 在电荷端子T₁和T₂之间放置线圈L_1a(图7A)，并且调节线圈L_1a直至得到 的系统是电子地半波谐振为止。这将在电荷端子T₁上施加电压V并且在电 荷端子T₂上施加电压-V，使得在电荷端子T₁和T₂上施加180度异相的最大 的电压。

然后，可以如上所述地那样，将激励源213(图6)耦合到探测器耦合 电路209，并且将输出电压调节为获得所需要的电压V，以提供所需要的电 荷Q₁。激励源213可以经由磁耦合、电容耦合或者传导耦合(直接)耦合到 探测器耦合电路209。注意，可以使用变压器或者如有需要经由某种其他方 法来逐步增加激励源213的输出。线圈L_1a的位置可以在任何位置处，诸如 激励源213旁边的地面的开阔高地。替代地，根据最佳的RF实践，线圈L_1a可能直接位于电荷贮存器T₁和T₂之间。在将激励源213耦合到探测器耦合 电路209时，可以应用阻抗匹配的原理。

注意，相差分不必必须是180度。为此，具有提高或降低电荷端子T₁和/或T₂中的一个或两个、调节电荷端子T₁和/或T₂上的电压V或者调节探 测器耦合电路209以调节电压幅度或相的选项，以创建最接近地匹配引导波 导模式以便生成引导表面波的场。

实验结果

以上论述得到实验测量和文献的支持。参照图9，示出呈现在新罕布什 尔州的普利茅斯于2012年10月14日测量的实验多相波导探测器的一个实 施例所传送的电磁场的测量的场强度的图表。传送的频率是59MHz，在实 验的多相波导探测器的电荷端子T₁强加60mV的电压。实验的多相波导探 测器的自电容C₁是8.5pF。测量地点处的地面的传导率σ是0.0002mhos/m， 并且测试地点处的地面的介电常数是5。这些值在原处以使用的频率测量。

图表包括80％效率的被标记为“泽内克”曲线的引导场强度曲线400以 及作为最佳可能的100％辐射效率的被标记为“诺顿”曲线的辐射场强度曲 线403。为此，辐射场强度曲线403表示将按照以59MHz的频率工作的1/4 波长单极天线所生成的辐射电磁场。图表上的圆圈406表示由实验多相波导 探测器所产生的测量场强度。场强度测量利用NIST可跟踪Potomac InstrumentsRIM-71商用VHF场强度仪表来执行。可以看出，测量的场强度 沿着理论的引导场强度曲线400下降。这些测量的场强度与引导或泽内克表 面波的传播一致。

接下来参照图10，示出呈现来自实验多相波导探测器的传送电磁波的测 量的相的图表。曲线J(r)指示电流J₁和J₂所附带的场的相以及所示的电流J₁和J₂之间的过渡。曲线503指示图示电流J₁的相的渐近线，而曲线506指示 图示电流J₂的相的渐近线。近似45度的差异一般存在于相应的电流J₁和J₂的相之间。圆圈509指示如图9那样以59MHz工作的实验多相波导探测器 所生成的电流J(r)的相的测量。如所示那样，圆圈509沿着指示从曲线503 到曲线506的电流J(r)的相的过渡的曲线J(r)下降。这指示由实验多相波导探 测器生成的电流J(r)的相从近区电流J₁所生成的相过渡到远区电流J₂。因此， 这些相测量与存在引导或泽内克表面波的情况下的相一致。

参照图11，示出第二组测量数据的图表，其图示由在新罕布什尔州的阿 什兰附近并且跨越温尼泊索基湖北部区域、于2003年11月1日测量的实验 多相波导探测器的第二实施例所传送的电磁场的场强度。传送的频率是1850 kHz，并且在实验多相波导探测器的电荷端子T₁上强加的电压为1250V。实 验多相波导探测器具有H₁＝2米的物理高度。作为1米半径的扁平传导盘的 在该实验中的实验多相波导探测器的自电容C₁被测量为70pF。多相波导探 测器被布置为如在图7J中的示那样，具有h＝1米的间隔，并且在地面(有 损传导介质203)之上的电荷端子的高度为H₂＝1米。实验附近的地面的平 均传导率σ为0.006mhos/m，并且地面的相对介电常数ε_r在15的等级。这 些是以使用时的频率来确定的。

图表包括85％效率处的被标记为“泽内克”曲线、由实验多相波导探测 器发射的引导场强度曲线600和被标记为“诺顿”曲线的从包含20个相等 间隔并且每一个长度为200英尺的径向线的地网之上的相同高度(H₂＝2米) 的谐振单极辐射的辐射场强度曲线603。为此，辐射场强度曲线603表示从 有损地球之上的工作在1850kHz的频率的传统桩式单极天线辐射的传统的 诺顿地面波场。图表上的圆圈606表示实验多相波导探测器所产生的测量的 场强度。

可以看出，所测量的场强度接近地沿着理论泽内克引导场强度曲线600 下降。可能特别提及在r＝7米点处测量的场强度。该场强度数据点是在邻近 湖岸处测量的，并且这可以说明在该位置处的稍微脱离到理论泽内克引导场 强度曲线600之上的数据(亦即，构成参数ε_r和/或σ)可能已经显著地脱离 路径平均构成参数。

利用NIST可跟踪PotomacInstrumentsFIM-41MF/HF场强度仪表来进 行场强度测量。所测量的场强度数据与引导或泽内克表面波的存在一致。根 据实验数据很明显地，在小于15米的距离处观察到的测量的场强度可能不 是由于传统的诺顿地面波传播，而是只可能由于由如上所公开的那样工作的 多相探测器所发射的引导表面波传播。在给定的1.85MHz的实验条件下， 在20米之外处，出现诺顿地面波分量最终超过泽内克表面波分量。

以59MHz的图9中所示出的所测量的泽内克表面波数据与以1.85MHz 的图11中的测量数据的比较示出采用根据不同的实施例的以较低频率的多 相波导探测器的巨大优点。

这些实验数据确认如在本文中所教导的包含多个适当定相和调节的电 荷端子的本多相波导探测器引起相提高的表面电流，其具有的唯一 相推进，并且如在本文中所公开的那样，其场以有损边界的复数布鲁斯特角 来合成表面照明。结果是按照而不是像由于几何伸展而按照1/d减小 辐射场那样衰减的由作为渐近于零的单一导体径向传送线模式的边界界面 所引导的圆柱泽内克式波传播的有效发射。

接下来参照图12A、12B和13，示出用于在无线功率递送系统中使用表 面引导波的通用接收电路的示例。图12A和12B包括线性探测器703和调 谐谐振器706。图13是根据本公开的不同的实施例的磁线圈709。根据不同 的实施例，线性探测器703、调谐谐振器706和磁线圈709中的每一个可以 被采用以接收以根据不同的实施例的有损传导介质203的表面上的引导表面 波(图6)的形式传送的功率。如上所述，在一个实施例中，有损传导介质 203包含地面介质。

具体参照图12A，线性探测器703的输出端子713上的断路端子电压取 决于线性探测器703的有效高度。为此，可以将端子点电压计算为

$V_T={\int }_0^{h_e}{F}_{inc}·dl,---\left(43\right)$

其中，E_inc是以伏特每米为单位的线性探测器703上的矢量中的电场的强度， dl是沿着线性探测器703的方向的积分元件，并且h_e是线性探测器703的有 效高度。电力负载716通过阻抗匹配网线719耦合到输出端子713。

当线性探测器703受到如上所述的引导表面波时，跨越输出端子713产 生根据情况可以通过共轭阻抗匹配网络719施加给电力负载716的电压。为 了促使功率流到电力负载716，电力负载716应当如将在下面描述的那样地 与线性探测器703充分地阻抗匹配。

参照图12B，调谐谐振器706包括被提升至有损传导介质203之上的电 荷端子T_R。电荷端子T_R具有自电容C_R。另外，取决于电荷端子T_R在有损 传导介质203之上的高度，在电荷端子T_R和有损传导介质203之间还可能 存在绑定电容(未示出)。优选地，应当使绑定电容尽可能的最小化，虽然 这在多相波导探测器200的每个实例中可能不是完全必要的。

调谐谐振器706还包括线圈L_R。线圈L_R的一端耦合到电荷端子T_R，并 且线圈L_R的另一端耦合到有损传导介质203。为此，在电荷端子C_R和线圈 L_R处于串联时，调谐谐振器706(其还可以被称为调谐谐振器(L_R-C_R)包含 串联调谐谐振器。调谐谐振器706通过调节电荷端子T_R的大小和/或高度和/ 或调节线圈L_R的大小来调谐，使得结构的电抗性阻抗基本消除。

例如，由自电容C_R所呈现的电抗被计算为注意，调谐谐振器706 的总电容还可以包括电荷端子T_R与有损传导介质203之间的电容，其中， 可以意识到，调谐谐振器706的总电容还可以根据自电容C_R和任何绑定电 容来计算。根据一个实施例，电容端子T_R可以被提升至一高度，以便充分 地降低或消除任何绑定电容。可以根据电荷端子T_R与有损传导介质203之 间的电容测量来确定绑定电容的存在。

由离散元件线圈L_R所呈现的电感电抗可以被计算为jωL，其中L是线 圈L_R的集总元件电感。如果线圈L_R是分布式元件，则其等效的端点电感电 抗可以通过传统的方法来确定。为了对调谐谐振器706进行调谐，将进行调 节使得由线圈L_R所呈现的电感电抗等于由调谐谐振器706所呈现的电容电 抗，使得得到的调谐谐振器706的净电抗对于工作频率基本为零。可以在探 测器端子721和电子负载726之间插入阻抗匹配网络723，以便影响对电力 负载726的最大(maxim)功率传输的共轭匹配条件。

当放置在如上所述地以调谐谐振器706和共轭匹配网络723的频率产生 的引导表面波的情况下，最大功率将从表面引导波递给电力负载726。即， 当在调谐谐振器706与电力负载726之间建立共轭阻抗匹配时，功率将从结 构递给电力负载726。为此，电力负载726可以通过磁耦合、电容耦合或传 导(直接抽头)耦合而被耦合到调谐谐振器706。可以意识到，耦合网络的 元件可以是集总组件或分布式元件。在图12B中示出的实施例中，采用磁耦 合，其中相对于用作变压器初级的线圈L_R，安置线圈L_S作为次级。可以意 识到，线圈L_S可以通过将其围绕同一核结构几何地缠绕并且调节耦合的磁 通量来链接耦合到线圈L_R。另外，虽然调谐谐振器706包含串联调谐谐振器， 但是也可以使用并联调谐谐振器，甚至是分布式元件谐振器。

参照图13，磁线圈709包含通过阻抗耦合网络733耦合到电力负载736 的接收电路。为了便于从引导表面波接收和/或提取电子功率，磁线圈709 可以被安置为使得引导表面波的磁通量通过磁线圈709，从而在磁线圈 709中引起电流并且在其输出端子729处产生端点电压。耦合到单匝线圈的 引导表面波的磁通量被表示为

其中，ψ是耦合磁通量，μ_r是磁线圈709的磁芯的有效相对磁导率，μ₀是自 由空间的磁导率，H是入射磁场强度矢量，n是正交于匝的横截面积的单位 矢量，并且A_CS是每个环所围绕的面积。对于针对最大耦合到在磁线圈709 的横截面积上均匀的入射磁场的有向的N匝磁线圈709，在磁线圈709的输 出端子729处出现的断路感应电压为

$V=-N\frac{d\Psi }{dt}\approx -{\mathrm{j\omega \mu }}_r{\mu }_0{\mathrm{HA}}_{CS},---\left(45\right)$

其中，变量在上面定义。可以根据情况，根据分布式谐振器或者通过跨越其 输出端子729的外部电容器将磁线圈709调谐至引导波频率，然后通过共轭 阻抗匹配网络733与外部电力负载736进行阻抗匹配。

假设由磁线圈709和电力负载736所呈现的结果电路被适当地调节并且 经由阻抗匹配网络733进行了共轭阻抗匹配，则在磁线圈709中引起的电流 可以被用于最优地对电力负载736提供功率。由磁线圈709所呈现的接收电 路提供如下优点：其不必物理地连接到地面。

参照图12A、12B和13，由线性探测器703、调谐谐振器706和磁线圈 709呈现的接收电路中的每一个便于接收从上述的多相波导探测器200的实 施例中的任何一个传送的电功率。为此，可以意识到，所接收的能量可以被 用于经由共轭匹配网络向电子负载716/726/736供应功率。这与以辐射电磁 场的形式传送的可以在接收器中接收的信号不同。这样的信号具有非常低的 可用功率，并且这样的信号的接收器不加载传送器。

使用上述的多相波导探测器200所生成的所述引导表面波的特征还在 于，由线性探测器703、调谐谐振器706和磁线圈709所呈现的接收电路将 加载被施加给多相波导探测器200的激励源213(图3)，从而生成施加给这 样的接收器电路的引导表面波。这反映了如下事实：由上述的给定多相波导 探测器200所生成的引导有面波包含传送线模式。作为对比，无论所采用的 接收器的数量如何，接收器不加载驱动生成辐射电磁波的辐射天线的功率 源。

因此，总之，给定多相波导探测器200和以线性探测器703、调谐谐振 器706和/或磁线圈709的形式的接收电路可以一起构成无线分配系统。给定 使用如上所述的多相波导探测器200的引导表面波的传送的距离取决于频 率，则可以跨越广域甚至是全球地实现无线功率分配。

如今大量调查的传统的无线功率传送/分配系统包括来自辐射场的“能量 收获”以及耦合到感应或电抗近场的传感器。相反，所述无线功率系统不浪 费以如果不截取则永远损失的辐射的形式的功率。所公开的无线功率系统不 限于极短距离以及传统的互电抗耦合近场系统。在本文中所公开的无线功率 系统探测耦合到新颖的表面引导传送线模式，其等效于通过波导向负载递送 功率或者向直接布线至远程功率生成器的负载递送功率。不计算维持传送场 强度所需的以及在表成波导中消散的功率，其以极低的频率相对于在60Hz 的传统的高电压功率线中的传送损耗不明显。当终止电力负载需求时，源功 率生成相对空闲。

接下来参照图14A，示出表示线性探测器703和调谐谐振器706的示意 图。图14B示出表示磁线圈709的示意图。线性探测器703和调谐谐振器 706每一个可以被视为由断路端子电压源V_S和闲置网络端点阻抗Z_S表示的 Thevenin等效。磁线圈709可以被视为由短路端电流源I_S和闲置网络端点阻 抗Z_S表示的诺顿等效。每个电力负载716/726/736(图12A-B和图13)可以 由负载阻抗Z_L来表示。源阻抗Z_S包含实和虚分量，并且采用形式 Z_s＝R_s+jX_s。

根据一个实施例，电力负载716/726/736分别与每个接收电路阻抗匹配。 具体地，每个电力负载716/726/736通过相应的阻抗匹配网络719/723/733呈 现被指定为表示为将等于Z_L′＝Z_s^*＝R_s-jX_s的Z_L′＝R_L′+jX_L′的Z_L’的 探测器网络上的负载，其中所呈现的负载阻抗Z_L’是实际的源阻抗Z_S的复数 共轭。然后，共轭匹配定理(其陈述，在级联网络中，如果在任何端子对处 出现共轭匹配，则其将出现在所有端子对处)断言实际的电力负载 716/726/736还将看到针对其阻抗Z_L’的共轭匹配。参见Everitt,W.L.和G.E. Tanner的“CommunicationEnginering”(McGraw-Hill，第3版，1956年， 第407页)。这确保相应的电力负载716/726/736与相应的接收电路是阻抗匹 配的，并且对相应的电力负载716/726/736建立起最大的功率传输。

除了前述内容之外，本公开的多个实施例还包括但不限于在以下条项中 阐述的实施例。

条项1.一种方法，包含以下步骤：通过激励多相波导探测器来传送以沿 着地面介质的表面的引导表面波导模式的形式输送的能量。

条项2.根据条项1所述的方法，其中，通过激励多相波导探测器来传送 以沿着地面介质的表面的引导表面波导模式的形式输送的能量的步骤还包 含合成充分匹配地面介质的引导表面波导模式的多个场的步骤。

条项3.根据条项1或2中的任一项所述的方法，其中引导表面波导模式 的径向表面电流密度基本通过下式表示

$J_{\rho }(\rho ,\phi ,0)\approx \frac{I_o\gamma }{4}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$

其中，γ是由给出的表面波径向传播常量，并且u₂是由 给出的垂直传播常量，其中σ是地 面介质的传导率，ω等于2πf，其中f是多相波导探测器的激励频率，ε₀是 自由空间的介电常数，ε_r是地面介质的相对介电常数，并且自由空间波数量k_o 等于其中λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于ρ是径向 坐标，z是正交于地面介质的垂直坐标，是方位角坐标，l_o是净多相探测 器电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jγρ的二类一 阶汉克尔函数，其中，t是时间。

条项4.根据条项1-3中的任一项所述的方法，其中，引导表面波导模式 基本被表示为

$H_{\phi }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}{e}^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$

$E_{\rho }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$并且

$E_z=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

其中，是方位角磁场强度，E_ρ是径向电场强度，E_z是垂直电场强度，其 中，γ是由给出的表面波径向传播常量，u₂是由 给出的垂直传播常量，其中，σ 是地面介质的传导率，ω等于2πf，其中，f是多相波导探测器的激励频率， ε₀是自由空间的介电常数，ε_r是地面介质的相对介电常数，并且自由空间波 数量k_o等于其中，λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于ρ是径向坐标，z是正交于地面介质的垂直坐标，是方位角坐标，l_o是 净多相探测器电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是具有复数参量-jγρ的二类一阶汉 克尔函数，H₀⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jγρ的二 类零阶汉克尔函数，其中，t是时间。

条项5.根据条项2-4中的任一项所述的方法，其中，场充分地合成以地 面介质的复数布鲁斯特角入射的波前，得到可忽略的反射。

条项6.根据条项1-5中的任一项所述的方法，其中，多相波导探测器包 含多个电荷端子，所述方法还包含通过调节至少一个电荷端子的高度来调节 多相波导探测器的步骤。

条项7.根据条项1-5中的任一项所述的方法，其中，多相波导探测器包 含多个电荷端子，所述方法还包含通过调节电荷端子之间的距离来调谐多相 波导探测器的步骤。

条项8.根据条项1-5中的任一项所述的方法，其中，多相波导探测器包 含多个电荷端子，所述方法还包含通过调节至少一个电荷端子的大小来调谐 多相波导探测器的步骤。

条项9.根据条项1-5中的任一项所述的方法，其中，多相波导探测器包 含多个电荷端子，所述方法还包含通过调节耦合到电荷端子的探测器耦合电 路来调谐多相波导探测器的步骤。

条项10.一种装置，包含：多相波导探测器，被配置为创建与有损传导 介质的表面上的泽内克表面波模式充分模式匹配的多个合量场。

条项11.根据条项10所述的装置，其中，有损传导介质还包含地面介质。

条项12.根据条项10或11中的任一项所述的装置，其中，多相波导探 测器的辐射电阻基本为0。

条项13.根据条项10-12中的任一项所述的装置，其中，多相波导探测 器的高度小于多相波导探测器的工作频率处的其中λ是工作频率的波 长。

条项14.根据条项10-13中的任一项所述的装置，其中，合量场充分合 成以有损传导介质的复数布鲁斯特角入射的波前，得到基本为0的反射。

条项15.根据条项10-14中的任一项所述的装置，其中，激励源电耦合 到多相波导探测器。

条项16.根据条项10-15中的任一项所述的装置，其中，泽内克表面波 模式的径向表面电流密度基本由

$J_{\rho }(\rho ,\phi ,0)=\frac{I_o\gamma }{4}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

表示，其中，γ是由给出的表面波径向传播常量，并且u₂是由 给出的垂直传播常量，其中σ是有损传导介 质的传导率，ω等于2πf，其中f是多相波导探测器的激励频率，ε₀是自由 空间的介电常数，ε_r是有损引导介质的相对介电常数，并且自由空间波数量k_o等于其中λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于ρ是径向坐 标，z是正交于有损传导介质的垂直坐标，是方位角坐标，l_o是净多相探 测器电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jγρ的二类 一阶汉克尔函数，其中，t是时间。

条项17.根据条项10-16中的任一项所述的装置，其中，泽内克表面波 模式基本被表示为

$H_{\phi }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}{e}^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$

$E_{\rho }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$并且

$E_z=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

其中，H_φ是方位角磁场强度，E_ρ是径向电场强度，E_z是垂直电场强度， 其中，γ是由给出的表面波径向传播常量，u₂是由 给出的垂直传播常量，其中，σ 是有损传导介质的传导率，ω等于2πf，其中，f是多相波导探测器的激励 频率，ε_o是自由空间的介电常数，ε_r是引导有损介质的相对介电常数，并 且自由空间波数量k_o等于其中，λ_o是多相波导探测器的自由空间波长， j等于ρ是径向坐标，z是正交于有损传导介质的垂直坐标，是方 位角坐标，l_o是净多相探测器电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是具有复数参量 -jγρ的二类一阶汉克尔函数，H₀⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有 复数参量-jγρ的二类零阶汉克尔函数，其中，t是时间。

条项18.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中，多相波导探测 器还包含多个电荷端子，多相波导探测器还被配置为在电荷端子上强加多个 电压幅度和多个相。

条项19.根据条项10-18中的任一项所述的装置，其中，多相波导探测 器还包含耦合到电荷端子的探测器耦合电路，探测器耦合电路被配置为在电 荷端子上强加电压幅度和相。

条项20.根据条项10-19中的任一项所述的装置，其中作为电荷端子相 对于彼此的几何位置的函数，电压幅度和相都改变。

条项21.根据条项10-20中的任一项所述的装置，其中作为电荷端子中 的每一个相对于有损传导介质的几何位置的函数，电压幅度和相都改变。

条项22.根据条项10-21中的任一项所述的装置，其中作为电荷端子的 物理大小的函数，电压幅度和相都改变。

条项23.根据条项10-22中的任一项所述的装置，其中作为电路的函数， 电压幅度和相都改变。

条项24.根据条项10-23中的任一项所述的装置，其中电荷端子沿着轴 安置。

条项25.根据条项10-24中的任一项所述的装置，其中激励源串联耦合 到多相波导探测器。

条项26.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含耦合到第一电荷端子和第二电荷端子这两者的线圈。

条项27.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含第一线圈和第二线圈，其中第一线圈耦合到第一电荷端子和第二电荷 端子这两者，第二线圈耦合到第二电荷端子和有损传导介质。

条期28.根据条期内10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测 器还包含：具有耦合到第一电荷端子的第一端和耦合到有损传导介质的第二 端的线圈；以及耦合到第二电荷端子并且沿着线圈安置的抽头。

条项29.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含第一线圈和第二线圈，其中第一线圈耦合到第一电荷端子和有损传导 介质这两者，第二线圈耦合到第二电荷端子和有损传导介质这两者。

条项30.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含耦合到第一电荷端子和有损传导介质的线圈以及耦合到第二电荷端 子和有损传导介质的电阻器。

条项31.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含耦合到第一电荷端子和地网这两者的线圈。

条项32.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含：耦合到第一电荷端子和第二电荷端子的第一线圈；耦合到有损传导 介质和电容的第二线圈；并且所述电容还被耦合到第二电荷端子。

条项33.根据条项32所述的装置，其中电容是可变电容。

条项34.根据条项10-17所述的装置，其中多相波导探测器还包含：耦 合到第一电荷端子和第二电荷端子这两者的第一线圈；以及耦合到端子和有 损传导介质的第二线圈，其中所述端子相对于第二电荷端子安置，得到所述 端子和第二电荷端子之间的耦合电容。

条项35.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含：耦合到第一电荷端子和第二电荷端子这两者的第一线圈；耦合到端 子的第二线圈，其中所述端子相对第二电荷端子安置，得到所述端子和第二 电荷端子之间的耦合电容；并且其中激励源耦合到第二线圈和有损传导介 质。

条项36.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含多个电荷端子，其中端子中的相应的一个包含球或盘。

条项37.根据条项10-17中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含：线圈，第一端耦合到第一电荷端子并且第二端耦合到第二电荷端子； 以及抽头，耦合到有损传导介质并且沿着线圈安置。

条项38.根据条项26-34、36和37中的任一项所述的装置，还包含耦合 到初级线圈的激励源，其中初级线圈磁耦合到多相波导探测器。

条项39.一种装置，包含：多相波导探测器，被配置为创建多个合量场； 并且其中合量场与地面介质的表面上的泽内克表面波模式充分模式匹配。

条项40.根据条项39所述的装置，其中合量场充分合成以地面介质的复 数布鲁斯特角入射的波前，得到基本为0的反射。

条项41.根据条项39或40中的任一项所述的装置，其中泽内克表面波 模式的径向表面电流密度基本由

$J_{\rho }(\rho ,\phi ,0)=\frac{I_o\gamma }{4}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

表示，其中，γ是由给出的表面波径向传播常量，并且u₂是由 给出的垂直传播常量，其中σ是地面介质 的传导率，ω等于2πf，其中f是多相波导探测器的激励频率，ε_o是自由空 间的介电常数，ε_r是地面介质的相对介电常数，并且自由空间波数量k_o等 于其中λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于ρ是径向坐 标，z是正交于地面介质的垂直坐标，是方位角坐标，l_o是净多相探测器 电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jγρ的二类一阶 汉克尔函数，其中，t是时间。

条项42.根据条项39-41中的任一项所述的装置，其中泽内克表面波模 式基本被表示为

$H_{\phi }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}{e}^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$

$E_{\rho }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$并且

$E_z=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

其中，H_φ是方位角磁场强度，E_ρ是径向电场强度，E_z是垂直电场强度，其 中，γ是由给出的表面波径向传播常量，u₂是由 给出的垂直传播常量，其中，σ是地 面介质的传导率，ω等于2πf，其中，f是多相波导探测器的激励频率，ε_o是自由空间的介电常数，ε_r是地面介质的相对介电常数，并且自由空间波 数量k_o等于其中，λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于ρ是径向坐标，z是正交于地面介质的垂直坐标，是方位角坐标，l_o是 净多相探测器电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是具有复数参量-jγρ的二类一阶汉 克尔函数，H₀⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jωρ的二 类零阶汉克尔函数，其中，t是时间。

条项43.根据条项39-42中的任一项所述的装置，其中多相波导探测器 还包含一对电荷端子，多相波导探测器还被配置为在电荷端子上强加多个电 压幅度和多个相。

条项44.根据条项43所述的装置，其中多相波导探测器还包含耦合到电 荷端子的分配电路。

条项45.根据条项44所述的装置，其中电源耦合到分配电路。

条项46.根据条项44或45中的任一项所述的装置，其中分配电路还包 含线圈。

条项47.根据条项43所述的装置，其中多相波导探测器还包含耦合在电 荷端子之间的线圈。

条项48.根据条项43所述的装置，其中作为电荷端子相对于彼此的几何 位置的函数，电压幅度和相都改变。

条项49.根据条项43所述的装置，其中作为电荷端子中的每一个相对于 地面介质的几何位置的函数，电压幅度和相都改变。

条项50.根据条项43所述的装置，其中作为电荷端子的物理大小的函数， 电压幅度和相都改变。

条项51.根据条项43所述的装置，其中作为电路的函数，电压幅度和相 都改变。

条项52.根据条项39-44和46-51中的任一项所述的装置，其中激励源电 耦合到多相波导探测器。

条项53.一种方法，包含以下步骤：相对于地面介质安置接收电路；以 及经由接收电路接收以地面介质的表面上的泽内克表面波的形式输送的能 量。

条项54.根据条项53所述的方法，其中耦合到接收电路的电力负载加载 耦合到生成泽内克表面波的多相波导探测器的激励源。

条项55.根据条项53或54所述的方法，其中能量还包含电功率，并且 所述方法还包含将电功率施加于耦合到接收电路的电力负载的步骤，其中， 电功率被用作电力负载的功率源。

条项56.根据条项53-55中的任一项所述的方法，还包含将电力负载与 接收电路进行阻抗匹配的步骤。

条项57.根据条项53-56中的任一项所述的方法，还包含建立从接收电 路到电力负载的最大功率传输的步骤。

条项58.根据条项53-57中的任一项所述的方法，其中接收电路还包含 磁线圈。

条项59.根据条项53-57中的任一项所述的方法，其中接收电路还包含 线性探测器。

条项60.根据条项53-57中的任一项所述的方法，其中接收电路还包含 耦合到地面介质的调谐谐振器。

条项61.一种装置，包含：接收电路，接收以沿着有损传导介质的表面 的泽内克表面波的形式输送的能量。

条项62.根据条项61所述的装置，其中有损传导介质还包含地面介质。

条项63.根据条项61或62中的任一项所述的装置，其中耦合到接收电 路的电力负载加载耦合到生成泽内克表面波的多相波导探测器的激励源。

条项64.根据条项61或62中的任一项所述的装置，其中能量还包含电 功率，并且接收电路耦合到电力负载，并且其中电功率施加给电力负载，电 功率被用作电力负载的功率源。

条项65.根据条项63或64中的任一项所述的装置，其中电力负载与接 收电路是阻抗匹配的。

条项66.根据条项61-65中的任一项所述的装置，其中接收电路还包含 磁线圈。

条项67.根据条项61-65中的任一项所述的装置，其中接收电路还包含 线性探测器。

条项68.根据条项61-65中的任一项所述的装置，其中接收电路还包含 调谐谐振器。

条项69.根据条项68所述的装置，其中调谐谐振器包含串联调谐谐振器。

条项70.根据条项68所述的装置，其中调谐谐振器包含并联调谐谐振器。

条项71.根据条项68所述的装置，其中调谐谐振器包含分布式调谐谐振 器。

条项72.一种功率传送系统，包含：

多相波导探测器，以沿着地面介质的表面的引导表面波的形式传送电能 量；以及接收电路，接收电能量。

条项73.根据条项72所述的功率传送系统，其中，耦合到接收电路的电 力负载加载多相波导探测器。

条项74.根据条项72所述的功率传送系统，其中，电力负载耦合到接收 电路，并且电能量被用作电力负载的功率源。

条项75.根据条项73或74中的任一项所述的功率传送系统，其中，电 力负载与接收电路是阻抗匹配的。

条项76.根据条项73或74中的任一项所述的功率传送系统，其中，建 立从接收电路到电力负载的最大功率传输。

条项77.根据条项72-76中的任一项所述的功率传送系统，其中，接收 电路还包含磁线圈。

条项78.根据条项72-76中的任一项所述的功率传送系统，其中，接收 电路还包含线性探测器。

条项79.根据条项72-76中的任一项所述的功率传送系统，其中，接收 电路还包含调谐谐振器。

条项80.根据条项72-79中的任一项所述的功率传送系统，其中，多相 波导探测器被配置为创建与地面介质的表面上的引导表面波模式充分模式 匹配的多个合量场。

条项81.根据条项72-80中的任一项所述的功率传送系统，其中，多相 波导探测器的辐射电阻基本为0。

条项82.根据条项72-81中的任一项所述的功率传送系统，其中，多相 波导探测器的高度小于多相波导探测器的工作频率处的其中λ是工作频 率的波长。

条项83.根据条项80所述的功率传送系统，其中，合量场充分合成以有 损介质的复数布鲁斯特角入射的波前，得到基本为0的反射。

条项84.根据条项72-83中的任一项所述的功率传送系统，其中，激励 源电耦合到多相波导探测器。

条项85.根据条项80所述的功率传送系统，其中，引导表面波模式的径 向表面电流密度基本由

$J_{\rho }(\rho ,\phi ,0)=\frac{I_o\gamma }{4}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

表示，其中，γ是由给出的表面波径向传播常量，并且u₂是由 给出的垂直传播常量，其中σ是有损介质 的传导率，ω等于2πf，其中f是多相波导探测器的激励频率，ε_o是自由空 间的介电常数，ε_r是有损介质的相对介电常数，并且自由空间波数量k_o等 于其中λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于ρ是径向坐 标，z是正交于有损介质的垂直坐标，是方位角坐标，l_o是净多相探测器 电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jγρ的二类一阶 汉克尔函数，其中，t是时间。

条项86.根据条项80所述的功率传送系统，其中，引导表面波模式基本 被表示为

$H_{\phi }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}{e}^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$

$E_{\rho }=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{u_2}{{\mathrm{j\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_1^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right),$并且

$E_z=\frac{-{\mathrm{\gamma I}}_o}{4}\left(\frac{-\gamma }{{\mathrm{\omega ϵ}}_o}\right)e^{-u_{2}z}{H}_0^{\left(2\right)}\left(-j\gamma \rho \right)$

其中，H_φ是方位角磁场强度，E_ρ是径向电场强度，E_z是垂直电场强度，其 中，γ是由给出的表面波径向传播常量，u₂是由 给出的垂直传播常量，其中，σ是 有损介质的传导率，ω等于2πf，其中，f是多相波导探测器的激励频率， ε_o是自由空间的介电常数，ε_r是有损介质的相对介电常数，并且自由空间 波数量k_o等于其中，λ_o是多相波导探测器的自由空间波长，j等于 ρ是径向坐标，z是正交于有损介质的垂直坐标，是方位角坐标， l_o是净多相探测器电流，H₁⁽²⁾(-jγρ)是具有复数参量-jγρ的二类一 阶汉克尔函数，H₀⁽²⁾(-jγρ)是e^+jωt时间变量的具有复数参量-jγρ 的二类零阶汉克尔函数，其中，t是时间。

应当强调的是，本公开的上述实施例仅是为了清楚地理解本公开的原理 而阐述的实现方式的可能的示例。在不实质地脱离本公开的精神和原理的情 况下，可以对上述实施例进行很多改变和修改。所有这样的修改和改变旨在 包括在本文中，在本公开的范围内并且由权利要求书所保护。另外，所描述 的实施例和从属权利要求的所有可选的和优选的特征和修改可用在本文中 所教导的公开的所有方面。另外，从属权利要求的各个特征以及所描述的实 施例的所有可选的和优选的特征和修改在适当的情况下可以与另外的特征 和修改结合和互换。为此，上述的不同的实施例公开可以根据所期望的实现 方式而可选地以各处方式结合的元件。